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I
Universidad Autónoma de San Luis Potosí
Facultad de Ciencias
Crecimiento de Puntos Cuánticos en Sustratos Anisotrópicos de Alto Índice.
Por:
M.C. Eric Eugenio López
Presentada a la Coordinación para la Innovación y Aplicación de la
Ciencia y Tecnología para obtener el grado de
Doctor en Ciencias Aplicadas
Asesor: Dr. Víctor Hugo Méndez García.
Dedicatoria
II
A mi familia y amigos que permitieron esto posible…
III
Capítulo 1 Estado del Arte
1.1 Introducción
Capítulo 2 Sistemas Experimentales
2.1 Introducción
2.2 Epitaxia por Haces Moleculares
2.2.1 Cámara de Deposición
2.2.2 Celdas de Efusión
2.2.3 Modos de Deposición
2.3 Reflecto-Difracción de Electrones de Alta Energía
2.3.1 Fundamentos de la técnica RHEED
2.3.2 Anillos de Laue
2.3.3 Aplicaciones de RHEED
2.4 Microscopía de Fuerza Atómica
2.4.1 Fundamentos de Microscopía
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Índice
Índice
IV
2.4.2 Generalidades de AFM
2.5 Fotoluminiscencia
2.5.1 Arreglo experimental de PL
2.6 Fotorreflectancia
2.7 Espectroscopia Raman
Capítulo 3 Marco Teórico
3.1 Semiconductores III-V
3.2 Superficies Cristalinas
3.2.1 Estructura Atómica de Superficies
3.3 Sistemas de Baja Dimensionalidad
3.4 Reglas de Selección de Dispersión Raman
Capítulo 4 Resultados Experimentales
4.1 Objetivo
4.2 Metodología
4.2.1 Limpieza del sustrato
4.2.2 Condiciones de Crecimiento
4.3 Resultados y Discusión
4.3.1 Puntos Cuánticos
4.3.2 Puntos Cuánticos Alineados
4.3.3 Estructuras 0-D con Alto Orden Unidimensional
4.4 Conclusiones
Bibliografía
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1.1 Introducción
Para tener una idea de la real magnitud de esta revolución pensemos por un momento en los
transistores, probablemente la aplicación tecnológica más importante de los semiconductores.
Cualquier habitante del mundo moderno se encuentra rodeado cotidianamente por millones de
transistores. Están en el televisor, equipo de música, lavadora, reloj de pulsera, celulares, etc. Una
computadora puede llegar a tener algunos miles de millones de transistores. De hecho, en el mundo
existen muchos más transistores que personas. Naturalmente, una cosa es usar esta tecnología y
otra muy distinta es desarrollarla. Este último es el objetivo principal que persigue este estudio,
con el propósito de que a futuro pueda ser empleado este conocimiento para impulsar avances
tecnológicos.
Durante las últimas décadas, las nanoestructuras de semiconductores han sido objeto de
diversos estudios ya que se espera que mejoren las propiedades de dispositivos de la vida cotidiana,
láseres, celdas solares, transistores de baja dimensión, etc. Como tipo particular de nanoestructura,
los puntos cuánticos (QD, Quantum Dots) son las nanoestructuras más estudiadas debido a su
Capítulo 1 Estado del Arte de la Investigación
Capítulo 1
2
densidad de estados similar a la función delta, la cual es muy prometedora para posibles
aplicaciones en dispositivos optoelectrónicos y dispositivos futuros con características ventajosas
como rendimiento mejorado y bajo consumo de energía1-3. Usualmente, el autoensamble de QDs
es un proceso de formación impulsada por tensión empleando el modo de crecimiento de Stranski-
Krastanov (S-K) en la epitaxia de haces moleculares (MBE, Molecular Beam Epitaxy). La fuerza
de tensión provoca la transición del modo de crecimiento bidimensional a la formación de islas,
que se espera nominalmente después de la deposición de 1.7 monocapas (ML, MonoLayers) para
InAs / GaAs(1 0 0).
Sin embargo, la nucleación de QDs da como resultado disposición aleatoria y tamaños
irregulares, impactando así el rendimiento del dispositivo. Por lo tanto, para maximizar el
rendimiento del dispositivo, es crítico controlar tanto la homogeneidad del tamaño como el
ordenamiento de la nucleación en el plano de los QD. Varios grupos de investigación han trabajado
en la optimización de las condiciones apropiadas para controlar la autoorganización de QDs4-6
principalmente en sustratos (1 0 0)7,8. Debido a la naturaleza estocástica de la nucleación de los
adátomos, el ordenamiento espacial de los QD sigue siendo extremadamente desafiante. Se ha
demostrado que el crecimiento de MBE en sustratos de alto índice (HIS, High Index Substrates)
es una excelente alternativa para obtener superficies corrugadas9,10, que se pueden usar más como
plantillas para sintetizar sistemas unidimensionales de QDs, como hilos cuánticos (QWRs,
Quantum Wires) y dashes cuánticos (QDHs, Quantum Dashes)3,11. La particular disposición
unidimensional (1D) implica también diferentes mecanismos de distribución de la tensión, efectos
de confinamiento cuántico y anisotropía de la superficie. Todos estos efectos son de gran interés,
con el objetivo de adaptar finalmente la nucleación de las nanoestructuras semiconductoras,
comprender el proceso de crecimiento en HIS puede lograr mejoras tecnológicas potenciales de
dispositivos y aplicaciones prácticas, tales como láseres de densidad de corriente de bajo umbral12,
diodos láser de longitud de onda de 1.3 μm13, láseres compactados14, espejos absorbedores
saturables de semiconductores15 y diodos emisores de luz superluminiscentes16, entre otros17.
Hoy en día el estudio de este tipo de estructuras semiconductoras ha abarcado varias ramas
de desarrollo, como son:
⇝ Investigadores de la Universidad de Rice han demostrado que los QDs de grafeno dopados
con nitrógeno pueden usarse como catalizadores para producir hidrocarburos a partir de
dióxido de carbono18.
Capítulo 1
3
⇝ Científicos de la Universidad de Colorado en Boulder están estudiando el uso de QDs para
tratar infecciones resistentes a antibióticos19.
⇝ Investigadores del Laboratorio Nacional de Los Alamos han desarrollado una celda solar
que utiliza QDs de CuInSexS2-x. A diferencia de los QDs que contienen plomo o cadmio,
el QD a base de cobre no es tóxico y de bajo costo20.
⇝ Otros grupos de investigación están desarrollando sensores de humedad y presión usando
QDs de grafeno. Estos sensores están originalmente diseñados para aplicaciones de vuelos
espaciales porque pueden funcionar a muy baja presión21.
⇝ Los QDs se puede usar para producir imágenes de tumores cancerosos. Actualmente esto
se usa en análisis de laboratorio para evaluar el rendimiento de los tratamientos contra el
cáncer22.
⇝ Investigadores de la Universidad de Ciencia y Tecnología de Wroclaw estudian estructuras
basadas en QDHs, las cuales se pueden implementar en mediciones tolerantes a fallas
basada computación cuántica23,24.
⇝ Científicos de la Universidad de Tunéz trabajan con la aplicación de QWRs en láseres de
emisión en infrarojo medio debido al hecho de que estas estructuras láser han sido
ampliamente utilizadas en sistemas optoelectrónicos, podría traer una mejora de alto
impacto en la sociedad de hoy en día25.
⇝ Investigadores del Instituto de Tecnología Rorchester trabajan en el desarrollo de diodos
emisores de luz ultravioleta empleando pozos cuánticos (QWs, Quantum Wells), y
establecen que el desarrollo de diodos emisores de luz ultravioleta de nitruro-III es de vital
importancia para diversas aplicaciones, como la purificación del agua, la esterilización y la
grabación óptica de alta densidad26-30.
4
2.1 Introducción
En este capítulo, se describe la técnica de deposición MBE, así como de los diferentes modos de
deposición durante el crecimiento epitaxial, esto con el motivo de comprender la deposición de los
materiales. Además, en este capítulo se introducen las técnicas de análisis empleadas para el
estudio de las muestras experimentales; técnicas como reflecto-difracción de electrones de alta
energía (RHEED, Reflection High Energy Electron Diffraction), microscopía de fuerza atómica
(AFM, Atomic Force Microscopy), microscopía electrónica de barrido (SEM, Scanning Electron
Microscopy), espectroscopia de fotorreflectancia (PR, Photoreflectance), espectroscopia de
fotoluminiscencia (PL, Photoluminescence) y espectroscopia Raman (RS, Raman Spectroscopy).
2.2 Epitaxia por Haces Moleculares
El termino epitaxia tiene sus raíces en el griego: epi que significa “sobre” y taxis que
significa orden. Así este término se refiere a un proceso de deposición de una película sobre un
Capítulo 2 Sistemas Experimentales
Capítulo 2
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sustrato en el cual se preserva o reproduce la misma estructura cristalina del substrato. Si la
deposición es del mismo material del cual está conformado el sustrato se denomina homoepitaxia,
en el caso de ser un material diferente se llama heteroepitaxia.
El uso de la técnica MBE31 comenzó a principio de los años 7032,33. Las tecnologías de
deposición de películas delgadas empleadas hasta ese momento, epitaxia en fase líquida,
deposición de vapores químicos, “sputtering” y evaporación en vacío, no eran suficientes para el
desarrollo de los nuevos dispositivos y el estudio de sistemas de dimensiones nanoscópicas, Fue
cuando surgió buscar una alternativa. El Dr. Cho, el inventor de esta técnica declaro lo siguiente:
-“Se presentó la necesidad de inventar un nuevo proceso. Una invención a veces sucede cuando se
combina el conocimiento de dos tecnologías establecidas y los aplica a una tercera para crear una
nueva tecnología. Este fue el caso del desarrollo de MBE”-. Esta nueva tecnología surgió al
combinar el conocimiento de física de superficies y la tecnología de propulsión de iones. En
esencia, la técnica de MBE es una técnica de evaporación basada en ultra ato vacío (UHV, Ultra
High Vacuum).
En la práctica, es una técnica de deposición con gran capacidad de reproducibilidad
obteniendo materiales con niveles de impurezas por debajo de 10 partes por billón, manteniendo
control sin precedentes sobre la composición y dopaje de las estructuras diseñadas. Más adelantes
detallaremos las características generales de ésta técnica de crecimiento. Por el momento
adelantaremos algunas de las ventajas que tiene MBE respecto a otras técnicas de deposición34:
I. Modular la velocidad de deposición hasta el orden de 1 m/hr (3 Å/s), la cual
permite realizar cambios en la composición desde dimensiones atómicas.
II. La interdifusión de átomos puede considerarse despreciable debido a las bajas
temperaturas de deposición.
III. El ambiente de UHV permite el empleo de técnicas de análisis para indagar las
características químicas y/o estructurales antes, durante y después del crecimiento.
IV. Uso de máscaras mecánicamente movibles para crear estructuras geométricas en el
plano del sustrato (escritura epitaxial).
V. Depósito secuencial de diferentes materiales (multicapas).
VI. Automatizar todos los procesos mecánicos para proporciona mayor control y
reproducibilidad en las deposiciones.
Capítulo 2
6
Dadas las ventajas anteriormente enumeradas, mediante MBE ha sido posible investigar
los conceptos básicos de la cinética de deposición de materiales específicamente en el área de
sistemas de baja dimensionalidad, lo cual conlleva nuevos e interesantes fenómenos dominados
por el mundo cuántico, además ha sido posible sintetizar materiales semiconductores con el fin de
diseñar gran variedad de dispositivos como lo han sido los transistores de alta velocidad, diodos y
láseres. La utilidad de tales dispositivos es innegable. Actualmente son comúnmente empleados
en el acoplamiento de fibras ópticas, teléfonos portátiles, satélites, sistemas del radar, etc.
Los dispositivos semiconductores son básicamente capas de materiales diferentes apiladas
verticalmente. Cada capa, posee características electrónicas distintas las cuales determinan la
utilidad y función del conjunto de capas. Así pues, el desarrollo exitoso de nuevos dispositivos se
reduce a la habilidad para manipular la deposición ordenada de películas delgadas.
2.2.1 Cámara de Deposición
En la técnica MBE la deposición de los materiales sobre la superficie del sustrato se lleva
a cabo en la cámara de crecimiento, de la cual se presenta un esquema en la Figura 2.1. La
deposición epitaxial comienza con la irradiación de uno o más haces moleculares o atómicos sobre
la superficie de la muestra. El proceso de deposición de capas con calidad cristalina, en bastante
medida depende de la temperatura del sustrato, siendo este uno de los parámetros más importantes
en MBE y el cual debe controlarse por lo tanto con mucha exactitud. El censado de temperatura
se lleva a cabo mediante un termopar el cual se coloca en el interior del brazo manipulador justo
detrás del plato de Molibdeno donde se colocan las muestras (molyblock). Dependiendo de los
materiales que se pretendan crecer las condiciones óptimas de deposición se obtienen cuando el
sustrato tiene una temperatura entre 300 y 500 °C.
Al incidir los haces moleculares sobre la superficie del sustrato, los átomos y moléculas
pueden experimentar diversos procesos como son: la absorción en la superficie, migración
superficial, incorporación a la red cristalina del sustrato o a la capa ya depositada, y desorción
térmica de los átomos no incorporados a la red. Estos son factores dependientes de las condiciones
de crecimiento y determinan la calidad cristalina del material. Para promover la homogenización
Capítulo 2
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de las capas se hace girar el molyblock sobre su eje perpendicular durante el proceso de deposición,
de esta manera se asegura la uniformidad de distribución del material.
Figura 2.1 Dibujo esquemático del interior de la cámara de crecimiento de la técnica MBE.
Se puede visualizar las partes principales de la cámara como son: celdas de efusión, el
sistema de caracterización in–situ RHEED, crio paneles, medidores de ionización, entre
otros.
La deposición mediante esta técnica para la formación de películas epitaxiales en
comparación con otras técnicas, ofrece ventajas de gran importancia, tales como:
I. Se desarrolla en condiciones de UHV (presión dentro de la cámara del orden de
10-12 Torr) lo cual nos permite mantener la superficie del sustrato atómicamente
limpia durante el crecimiento, obteniendo películas de alta calidad morfológica.
II. El ambiente de UHV permite el ensamble de técnicas de análisis superficial in-situ
que permitan controlar el crecimiento antes y durante el mismo. Un ejemplo de
Capítulo 2
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ellos es la técnica de RHEED35,36 la cual se detallara posteriormente, y se incluye
en el esquema de la Figura 2.1.
III. Los haces moleculares pueden ser interrumpidos en una fracción de segundo
permitiendo transiciones abruptas casi automáticamente de un material a otro o
dopar el material en dimensiones atómicas.
2.2.2 Celdas de Efusión
Como se mencionó en la sección anterior, la técnica MBE funciona por medio de haces
moleculares provenientes las celdas de efusión. Un factor de gran importancia es la generación
del haz molecular, dado que su uniformidad y variación temporal determinaran la calidad y
reproducibilidad de la deposición36. Un esquema representativo de una celda de efusión se presenta
en la Figura 2.2.
Figura 2.2 Esquema de una celda de efusión con algunos de sus componentes principales.
El material a evaporar es colocado en un recipiente denominado crisol, el cual es de nitruro
de boro pirolítico. El crisol es rodeado por un filamento resistivo usado como calentador, y a su
vez se recubre con una hoja del tantalio que blinda la celda para mejorar la eficacia de la
calefacción y poder reducir la carga de calor en el compartimiento circundante. En su interior
Capítulo 2
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contiene conexiones para el termopar y los cables de alimentación para la resistencia. El termopar
está situado en la base crisol para proporcionar la lectura del valor de la temperatura. La señal del
termopar está conectado a un controlador de temperatura, así como a una fuente de alimentación
que controla la cantidad de corriente que necesita la celda para incrementar o disminuir la
temperatura con alto grado de exactitud. Las variaciones de la temperatura darán lugar a cambios
correspondientes en el flujo del haz molecular. Dentro de las capacidades del controlador de
temperatura, los valores de la temperatura son altamente estables logrando crecimientos
repetitivos, a su vez, se necesitan rápidos cambios de temperatura permitiendo el crecimiento de
capas epitaxiales abruptas con diferentes composiciones.
Asimismo, cabe señalar que las temperaturas de las celdas de efusión pueden diferir entre
ellas, condicionadas por las diferentes dependencias de la presión de vapor respecto a la
temperatura para cada uno de los elementos. Para excluir la posibilidad de una interacción de las
celdas con diferentes temperaturas, éstas están contenidas en distintos compartimientos, rodeados
por criopaneles (sección interna del sistema que es enfriada con nitrógeno líquido). Estas cámaras
frías ayudan a conservar el ultra alto vacío dentro de la cámara de deposición, atrapando las
impurezas que se desprenden de los elementos que están expuestas a altas temperaturas dentro del
sistema.
2.2.3 Modos de Deposición
En MBE para la deposición epitaxial de material existen tres modos de crecimiento (mostrados en
la Figura 2.3). Cada modo particular de deposición depende de las energías de interfaz y el
desacople de la red. Los tres modos se detallan a continuación:
Frank-Van Der Merwe: Este modo de crecimiento es también conocido como capa por
capa. Ocurre cuando la suma de la energía superficial de la capa depositada y la energía de la
interfaz es menor que la energía superficial del sustrato. En este caso el material depositado “moja”
el sustrato, de manera que los átomos que se depositan forman 1 ML antes de formar otra
manteniendo así una superficie perfectamente plana.
Capítulo 2
10
Volmer-Weber: Este modo el crecimiento es mejor conocido como crecimiento por islas,
lo cual sucede cuando los átomos o moléculas tienen una energía mayor entre ellas que con el
sustrato, por lo que el material depositado se conglomera formando islas.
Stransky-Krastanov: Este último modo de crecimiento es una combinación de los dos
anteriores, es decir que la suma de la energía superficial de la capa depositada y de la interfaz es
aproximadamente igual que la elegía superficial del sustrato, por lo que inicialmente el crecimiento
se va realizando capa por capa y sucesivamente se va acumulando tensión elástica en la superficie
hasta un determinado espesor crítico, y una vez superando dicho espesor se fragmenta la superficie
formando islas.
Frank-Van Der Merwe Volmer-Weber Stranski-Krastanov
s >> m + i s << m + i s ≈ m + i
Figura 2.3 Representación esquemática de los modos de crecimiento de la técnica MBE,
se diferencian entre sí por la relación entre energías (energía superficial de la capa
depositada m, energía de la interfaz i y energía superficial del sustrato s) presentada al
pie de cada modo de crecimiento.
Para facilitar el entendimiento del modo de crecimiento S-K tomemos el crecimiento de
InAs sobre GaAs. Estos cristales poseen diferente constante de red: 6.05 Å y 5.65 Å para el InAs
y GaAs, respectivamente. Esta diferencia en el parámetro de red conduce a un desacople de redes
de aproximadamente 7%. En las etapas iniciales del depósito del InAs, crece acoplado al sustrato
GaAs, a la primera capa que cubre toda la superficie del sustrato se le conoce como capa de
mojado. Sin embargo, la tensión debido al desajuste de los parámetros de red provoca la
deformación elástica del InAs en la dirección de crecimiento acumulando energía elástica. A esta
Capítulo 2
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etapa del crecimiento se denomina régimen pseudomórfico (Figura 2.4). Conforme aumenta el
volumen de InAs depositado, la energía de tensión elástica se va incrementando. Esta situación
persiste hasta alcanzar el espesor crítico en el que la energía acumulada es liberada mediante la
formación espontánea o autoensamble de nanoislas tridimensionales coherentes, es decir, islas de
InAs libres de dislocaciones.
Figura 2.4 Crecimiento epitaxial pseudomorfico de materiales con distinto parámetro de
red. Los parámetros de red del sustrato y la capa a depositada están representados por a y
b, respectivamente.
Este mecanismo de auto-ensamble de nanoestructuras 0-dimensionales permite la síntesis
de decenas de billones de nanoislas (1010/cm2) entre 1 y 10 nm de alto y base de ~ 40 nm con un
alto grado de uniformidad en un único paso de crecimiento.
Para la aplicación satisfactoria de QDs en dispositivos optoelectrónicos es deseable
controlar la distribución de tamaños y la densidad de las islas a través del dominio de los
parámetros del crecimiento. Tales parámetros accesibles en el experimento para adaptar la forma
de las nanoestructuras auto-ensambladas son:
I. Temperatura. Tiene influencia en la densidad regional de nanoestructuras en una
superficie sin estructura. Adicionalmente para el caso de superficies asimétricas,
como se verá posteriormente, promueve el facetamiento de la superficie para
conseguir autoorganizacion de nanoestructuras.
II. Espesor de deposición. Determina el tamaño de las nanoestructuras después de la
etapa del nucleación.
Capítulo 2
12
III. Simetría del sustrato y material depositado. Afecta de manera directa la forma del
QD y el facetamiento superficial.
2.3 Reflecto-Difracción de Electrones de Alta Energía
RHEED34 es una técnica de caracterización que se utiliza para calibrar razones de
crecimiento, observar la remoción de óxidos de la superficie (desorción), calibrar la temperatura
del sustrato, monitorear el arreglo de los átomos en la superficie, dar información sobre la
morfología de la superficie y de la cinética de crecimiento. Estas aplicaciones hacen de esta técnica
una de las herramientas más útiles para la caracterización in-situ durante el proceso de crecimiento
por MBE36.
En la técnica RHEED un haz de electrones de alta energía (30 keV) impacta con la
superficie de la muestra a un ángulo de incidencia rasante (1°). La longitud de onda asociada a
los electrones con esta energía es del orden de la separación de los átomos de la red cristalina, lo
que permite que la red se comporte como una rejilla de difracción. Por lo tanto la interacción de
los electrones con la superficie se refleja sobre una pantalla de fósforo situada al lado opuesto al
cañón de electrones, creando un patrón de difracción. En la Figura 2.5 se muestra un esquema de
la técnica RHEED.
Figura 2.5 Dibujo esquemático del arreglo experimental de la técnica RHEED realizando
caracterización de la muestra durante la deposición de material en la superficie.
Capítulo 2
13
Mediante la observación y el análisis de los patrones de difracción obtenidos durante la
deposición de los materiales (geometría del patrón y cambios en la intensidad en función del
tiempo) obtenemos la información sobre el crecimiento.
2.3.1 Fundamentos de la técnica RHEED
Primeramente analicemos la técnica RHEED de manera idealizada en donde realizaremos las
siguientes suposiciones:
I. El haz de electrones es mono energético, infinitesimalmente delgado y colimado.
II. La energía del haz es muy alta tal que el radio de la esfera de Ewald (definida más
adelante) es muy grande en comparación con las dimensiones de la malla unitaria
de la superficie en el espacio recíproco.
III. El ángulo de incidencia es igual a cero.
IV. La superficie de la muestra es perfectamente plana.
Al incidir el haz a una muestra cristalina perfecta, ésta constituye una red de difracción
bidimensional. Las posiciones de los átomos en la superficie forman una red, la cual se obtiene de
repeticiones periódicas de la malla unitaria. Si a1 y a2 son vectores unitarios de la malla en la
superficie de la muestra en el espacio real, podemos obtener los similares en el espacio recíproco
a través de las fórmulas:
𝑎1∗ = 2𝜋
𝑎2 𝑥 𝑛
𝑎1 ∙ 𝑎2 𝑥 𝑛 𝑬𝒄. 𝟐. 1
𝑎2∗ = 2𝜋
𝑎1 𝑥 𝑛
𝑎1 ∙ 𝑎2 𝑥 𝑛 𝑬𝒄. 𝟐. 2
Donde n es el vector unitario normal a la superficie. La mayoría de los electrones incidentes
son dispersados elásticamente por los átomos de la superficie de la muestra debido a la condición
de incidencia rasante. Los electrones dispersados son caracterizados por el vector de onda k’. Los
máximos de intensidad del haz difractado ocurren en direcciones de emergencia determinadas por
la condición de difracción de von Laue, la cual enuncia que, para que ocurra interferencia
constructiva, el producto punto del cambio en el vector de onda con cualquier vector r de la
superficie cristalina de la muestra debe ser un múltiplo entero m de 2:
(𝑘′ − 𝑘) ∙ 𝑟 = 𝑚2𝜋 𝑬𝒄. 𝟐. 3
Capítulo 2
14
Para dispersión elástica, kk’ define una esfera de radio 2/ alrededor de la punta de k.
Esta es la esfera de Ewald, Figura 2.6. El origen del espacio k es colocado en el punto sobre la
superficie de la muestra donde el haz incidente llega y de donde parten los haces difractados.
Figura 2.6 Construcción de la esfera de Ewald.
2.3.2 Anillos de Laue
Los puntos (o líneas) para un ángulo de incidencia 3° forman un arco o anillo en la pantalla. Las
filas de barras a lo largo de direcciones perpendiculares al haz incidente son llamadas zonas o
barras de Laue. Zonas de mayor orden en ocasiones se ven, ellas consisten de anillos de puntos.
Estas zonas de mayor orden crean anillos de mayor orden como se puede observar en la Figura
2.7, en la cual se muestran los índices de Miller (h k), k específica la zona. La k-ésima zona es
frecuentemente etiquetada como Lk.
2π/λ Haz Incidente
Haz Difractado
Origen del Espacio-k
k’
k
k’
k-k’
Muestra
Capítulo 2
15
Figura 2.7 Diagrama esquemático mostrando el k-ésimo anillo de Laue correspondiente a
la k-ésima zona.
2.3.3 Aplicaciones de RHEED
Desde 1983 la medición de la intensidad del haz especular del patrón RHEED ha sido una poderosa
herramienta para investigar el modo de crecimiento en el sistema de MBE. Las oscilaciones pueden
ser explicadas como un modo de crecimiento capa por capa como se muestra en la Figura 2.8. La
frecuencia de oscilación corresponde a la velocidad de crecimiento de 1 ML. En la Figura 2.8 se
ilustra esquemáticamente la formación de la primera monocapa y se ve como ocurren las
oscilaciones de la intensidad del haz especular, observándose un máximo en la intensidad al
principio y al final de la formación de la primera monocapa, que es cuando se tiene una superficie
atómicamente plana, mientras que se observa un mínimo en la etapa intermedia cuando la capa
crecida está aproximadamente a la mitad.
La oscilación de intensidad del punto especular ha sido atribuida a la oscilación de la
rugosidad de las capas cambiando la dispersión difusa37, pero la dependencia en el ángulo de
incidencia de las oscilaciones36,38 sugiere que la interferencia entre los electrones dispersados de
la penúltima capa y la capa parcialmente crecida contribuyen a estas oscilaciones.
Capítulo 2
16
Figura 2.8 Ilustración del mecanismo de las oscilaciones de intensidad del haz especular
del RHEED durante el crecimiento de 1 ML, las esferas de color rojo representan la
fracción de ML depositada en los incisos A-E, y su relación con la intensidad RHEED.
En resumen, el estudio de las diferentes características de las oscilaciones en intensidad de
RHEED como una función de las condiciones de crecimiento y de la orientación del sustrato
provee valiosa información sobre la formación de monocapas, velocidad de crecimiento,
migración en la superficie, además de la dinámica de crecimiento. Para un MBE convencional, la
composición en los ternarios y cuaternarios también puede ser determinada al comparar la razón
de crecimiento de los constituyentes binarios con la velocidad de crecimiento total.
2.4 Microscopía de Fuerza Atómica
La información del arreglo superficial o topología de las nanoislas es de gran importancia
para caracterizar y en su momento ayudar a controlar las propiedades de dispositivos
optoelectrónicos, ya que de la geometría de las nanoislas depende la energía de las transiciones
entre sus niveles discretos. Es por esto que se ha utilizado AFM para estudiar la morfología de
nanoislas, y en general de cualquier estructura.
Capítulo 2
17
2.4.1 Fundamentos de Microscopía
Microscopía de barrido de sonda (SPM, Scanning Probe Microscopy) o microscopio de campo
cercano es la denominación de microscopía, que como su nombre lo indica, obtiene la información
mediante el barrido de una sonda en la superficie de la muestra.
El fundamento de estos microscopios es medir alguna propiedad de interés al barrer la
superficie de la muestra con una punta afilada. Las variantes de SPM denominan a toda una familia
de técnicas no destructivas, donde se hace interactuar una sonda con la muestra de manera que la
interacción sea dependiente de la distancia z entre ambas y de que el área de la muestra que
interactúa sea mínima.
Entre las varias técnicas para generar imágenes y medidas de superficies hasta una escala
fina de nivel molecular y de grupos de átomos se encuentran: las interacciones de fuerza atómica,
corriente túnel y campo cercano, dando origen a AFM, SEM, microscopía de transmisión de
electrones (TEM, Transmission Electron Microscopy) y microscopía óptica de barrido de campo
cercano (SNOM, Scanning Near-field Optical Microscopy). Estas técnicas permiten obtener
imágenes de la superficie con una elevada resolución debido a que está limitada únicamente por
el tamaño de la sonda y su distancia a la muestra.
La Tabla 2.1 se presentan algunas de las diferencias entre las técnicas de microscopia de
barrido. En este trabajo utilizamos AFM y SEM para evaluar la morfología superficial de nuestras
muestras.
AFM SEM TEM SNOM
Resolución Máxima
Atómica
0.1-10 nm en x, y
0.01 nm en z
Atómica 5 nm 1μm
Ambiente de la
Muestra
Aire, fluido, gas
y vacío Vacío Vacío
Aire y
fluidos
In-situ Si No No Si
Tabla 2.1 Propiedades de las principales técnicas de SPM.
Capítulo 2
18
2.4.2 Generalidades de AFM
La técnica AFM fue inventada en 1986 por Binnig, Quate y Gerger39. Este trabajo surgió con el
proposito de ampliar la capacidad del STM hacia la obtención de imágenes de la morfología
superficial de materiales no conductores. Desde entonces esta técnica se ha desarrollado
rápidamente.
AFM es una técnica excelente en cuanto a estudios morfológicos con una gran resolución
(escala nanométrica) permitiendo hacer mediciones en tres dimensiones, y por lo tanto, presentar
imágenes tridimensionales de la superficie de la muestra. Algunas ventajas del uso de esta técnica
son que no es necesaria la preparación previa de la muestra, puede ser realizada en aire, en vacío
y en líquido en el caso de muestras biológicas; además de que nos permite obtener un mapa
topográfico de materiales tanto conductores como aislantes. En la Figura 2.9 se presenta un
diagrama esquemático del arreglo experimental de AFM.
Figura 2.9 Esquema del arreglo experimental de AFM.
Capítulo 2
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En el modo de contacto la punta (normalmente formada de silicio o de nitruro de silicio)
que se encuentra la final de una viga flexible reflectora denominada cantilever, se flexiona hacia
arriba y hacia abajo debido a las fuerzas interatómicas (interacciones Van der Walls) de atracción
y repulsión entre los átomos o moléculas de la punta y la superficie de la muestra. El valor de la
fuerza de interacción varía según la distancia a la que se encuentren la punta y la superficie, estos
cambios de flexión son registrados al incidir el haz de un láser sobre la viga y ser reflejado hacia
un fotodetector, conforme la punta prueba se mueve, la posición del punto del láser en el
fotodetector cambia. La señal del fotodetector es mandada a un circuito electrónico de
retroalimentación en z la cual es comparada con un punto fijo de referencia generando una señal
de error la cual es proporcional a la diferencia entre la señal prueba del fotodetector y el punto fijo.
De esta manera se genera la imagen, dando forma a la superficie de la muestra.
Una vez obtenida la imagen superficial de la muestra, utilizando una herramienta se puede
calcular la rugosidad superficial mediante un algoritmo basado en el promedio de alturas de un
área seleccionada, obtener perfiles topográficos de las islas, indicando altura y el ancho de las
mismas.
2.5 Fotoluminiscencia
Explicar y predecir las propiedades de los sólidos a partir de los átomos constituyentes, es uno de
los principales objetivos de la física de la materia condensada. El uso de mediciones ópticas ha
sido una de las formas tradicionales para lograr un entendimiento de las propiedades de los átomos,
y posteriormente se ha convertido en una de las herramientas más poderosas para obtener las
propiedades ópticas y electrónicas de los semiconductores.
Entre los estudios ópticos están las mediciones de absorción, transmisión, de reflectividad
y de emisión de radiación; sobre esta última es basada la técnica de PL40. En particular PL se
caracteriza por actuar de manera no destructiva con la cual podemos demostrar los efectos del
confinamiento cuántico. Esta técnica consiste en hacer incidir un láser a la muestra. El láser esta
interactúa con la materia en un proceso llamado fotoexcitación. En este proceso los electrones del
material que fueron excitados por el láser ganan energía permitiendo que dichos electrones salten
a estados permitidos. Cuando estos electrones regresan a su estado de equilibrio liberan el exceso
Capítulo 2
20
de energía en forma de radiación electromagnética o fotón, cuya energía está relacionada de
manera directa con la diferencia de energía entre los dos estados, como muestra en la Figura 2.10.
Figura 2.10 Proceso de fotoexcitación.
2.5.1 Arreglo experimental de PL
La Figura 2.11 muestra el arreglo experimental empleado para esta técnica. Para realizar
mediciones en función de la temperatura la muestra se coloca en un receptáculo denominado dedo
frío el cual puede enfriarse para llegar a temperaturas cerca de los 14K. El láser utilizado como
fuente de excitación solamente está restringido por la longitud de penetración en la muestra y
puede ser de potencia variable. Frente al láser se encuentra un arreglo de espejos para guiar la luz
a una lente que permite concentrar el haz sobre la muestra. La emisión radiada por la muestra se
focaliza por medio de un arreglo de lentes a la entrada de un monocromador. Dicho aparato
dispersa la luz en las longitudes de onda que la componen y selecciona una banda estrecha de
longitudes de onda que es la que llega al dispositivo de carga acoplada (CCD, Charge Coupled
Device) para ser registrada. Con el fin de hacer incidir sobre la muestra un haz monocromático y
evitar la incidencia de longitudes de onda provenientes del plasma del láser, se coloca un filtro de
interferencia correspondiente a esta longitud de onda en la entrada del monocromador, la señal
recibida es captada, como ya se mencionó por un CCD cuya salida se conecta a una computadora
que controla todo el sistema.
Capítulo 2
21
Figura 2.11 Arreglo experimental de PL.
2.6 Fotorreflectancia
La espectroscopia de PR, es una técnica de modulación, en la cual se generan pares electrón-hueco
por medio de la luz, cambiando los campos eléctricos internos los cuales pueden ser interfaciales
y superficiales. El arreglo experimental de la técnica PR se describe en la siguiente Figura 2.12.
La luz de una lámpara de Xenón es colectada a través del monocromador
descomponiéndola en luz monocromática. A la salida de este la luz se hace incidir sobre la muestra
la cual es reflectada y posteriormente dirigida a un detector. La intensidad de la luz en el detector
y la correspondiente longitud de onda son registradas por la computadora. El láser es el agente
modulador cuya función es cambiar los campos eléctricos, fotogenerando pares electrón-hueco en
un proceso llamado electro-modulación. El modular los campos eléctricos también cambia la
función dieléctrica del material, obteniendo una mayor sensibilidad en el espectro de reflectividad.
La modulación periódica otorga ventajas a esta técnica debido a que se obtienen espectros como
si fueran una derivada de la reflectividad, haciendo resaltar características relevantes y
suprimiendo aquellas partes sin cambio aparente. Los cambios son típicamente pequeños, del
orden de una parte en un millón, lo que obliga a utilizar detectores sensibles a la fase. A pesar de
ello, no se necesita una colección grande de fotones y las mediciones pueden realizarse a
temperatura ambiente.
Fotodetector
Computadora
Dedo Frío y Muestra
Laser Rojo Monocromador
Lentes
Espejo
Interferencial
Capítulo 2
22
Figura 2.12 Arreglo experimental de PR.
La modulación de los campos eléctricos internos induce oscilaciones en los espectros
conocidas como Franz-Keldysh (FKO). Apnes y Studna mostraron que la forma de línea del
espectro de PR presenta la forma asintótica41-43
∆𝑅
𝑅≈ (𝐸 − 𝐸𝑔)
−1𝐸𝑥𝑝(−
(𝐸 − 𝐸𝑔)1
2⁄
(ћ)3
2⁄)𝐶𝑜𝑠 [
2
3(𝐸 − 𝐸𝑔
ћ)
32⁄
+ 𝜃] 𝑬𝒄. 𝟐. 4
donde Eg es el ancho de banda prohibida del semiconductor (Eg, Energy Gap), 𝛤 es el parametro
de ensanchamiento, θ es un factor de fase, y ћ es la energía electro-óptica
ћ = (𝑒2𝐹𝑖𝑛𝑡
2 ћ2
8𝜇)
13⁄
𝑬𝒄. 𝟐. 5
donde e es la carga del electrón, ћ es la constante de Planck, μ es la masa reducida interbanda y
Fint es el campo eléctrico interno. Utilizando este análisis es cómo podemos encontrar Eg y la
magnitud del campo eléctrico. Las FKO son asociadas a energías dadas por la siguiente ecuación:
2
3[𝐸 − 𝐸𝑔
ћ]
32⁄
+ 𝜃 = 𝑗𝜋 𝑬𝒄. 𝟐. 6
donde j es cualquier número entero superior a 0, reordenándose como sigue:
𝐸𝑗 = ћ𝐹𝑗 + 𝐸𝑔 𝑬𝒄. 𝟐. 7
Fj se calcula con de la siguiente manera:
Computadora
Laser
Monocromador con
Luz de Xenón
Fotodetector
Espejo
Modulador
de
frecuencia
Muestra
Capítulo 2
23
𝐹𝑗 = [3
2𝜋 (𝑗 −
1
2)]
23⁄
𝑬𝒄. 𝟐. 8
Al hacer θ = π/2 en la Ec. 2.5 corresponde a un punto crítico. A partir de la Ec. 2.4, la cual tiene
una forma de línea recta, se pueden realizar los ajustes utilizando los valores de los j-ésimos
extremos de las FKO contra los valores de Fj donde j toma valores de 1,2,3… etcétera. Obteniendo
una gráfica como se muestra en la Figura 2.13 asignando los valores de la ordenada en el origen
a Eg así como la pendiente a la energía electro-óptica ћ.
2 3 4 51.39
1.40
1.41
1.42
1.43
1.44
(100) 610°C
Ajuste Lineal
(100) 580°C
Ajuste Lineal
Energ
ía (
eV
)
Número de Indice (Fj)
Figura 2.13 Ajuste lineal de los extremos de energía Ej en función de Fj para dos diferentes
muestras.
2.7 Espectroscopia Raman
RS es una metodología versátil no destructiva sin contacto basada en la dispersión de luz inelástica
para la caracterización de materiales, que permite acceder principalmente a los modos de
fonones44-47. RS lleva información detallada sobre la estructura cristalina, dispersión de fonones,
estados electrónicos, composición, deformación, etc. de nanoestructuras de semiconductoras48-50.
Se han informado varios fenómenos hasta la fecha con respecto a estructuras unidimensionales.
Como ejemplo, RS dependiente de polarización en nanohilos indica que la física detrás de la
dispersión Raman de tales nanoestructuras unidimensionales puede diferir significativamente del
grueso, y se han detectado nuevos modos o cambios de longitud de onda asociados con fonones
superficiales, deformación y confinamiento51-53.
Capítulo 2
24
Por otro lado, RS se ha utilizado para el estudio de una amplia variedad de nanoestructuras,
ya que es una poderosa técnica utilizada para proporcionar información valiosa sobre los modos
de fonones característicos y las propiedades estructurales de los semiconductores, como los
parámetros de tensión y confinamiento54,55. Vale la pena comentar que RS es muy sensible a las
capas superiores, lo que la convierte en una herramienta valiosa para el estudio de sistemas de
superficie 1D como QWRs y QDHs.
Figura 2.14 Esquema del arreglo experimental de RS.
25
3.1 Semiconductores III-V
El estudio de las propiedades físicas de los materiales semiconductores y sus sorprendentes
aplicaciones en el desarrollo técnico de dispositivos electrónicos y optoelectrónicos, representan
una de las revoluciones científico-tecnológicas de mayor impacto sobre nuestra sociedad. Tal es
el caso de los compuestos conformados por los elementos semiconductores de los grupos III-B y
V-B de la tabla periódica. La ventaja específica de estos compuestos se basa en que permite que
los dispositivos tengan la posibilidad de modular el valor de su Eg. Con la combinación de
elementos semiconductores se puede obtener un amplio rango de Eg obteniendo además altas
movilidades eléctricas de forma tal que los materiales están disponibles con las propiedades que
se requieren. En la Figura 3.1 se muestran el valor de Eg en función de la constante de red para
los compuestos III-V y II-VI más importantes, además incluye el Silicio y Germanio.
Como ejemplo típico, el Arseniuro de Galio y el Arseniuro de Aluminio presentan
constantes de red muy cercanas, debido a esta similitud es posible generar compuestos de los tres
elementos (compuestos ternarios) con cualquier proporción entre 0 y 1, como es AlxGa1-xAs, de
Capítulo 3 Marco Teórico
Capítulo 3
26
tal modo que es posible modular el valor de Eg, de acuerdo a la Figura 3.1, los valores pueden
cambiar de 1.4 a 2.2 eV.
Figura 3.1 Eg de algunos semiconductores en función del parámetro de constante de red.
Las líneas que unen dos semiconductores entre sí representan el parámetro de red y el
valor correspondiente Eg de la aleación entre los dos materiales, dependiendo de la
concentración de cada material.
Estas características han permitido la elaboración de heteroestructuras y dispositivos sin
dislocaciones (defectos provenientes de la diferencia en constantes de red de los materiales). De
esta manera, extensos estudios han sido realizados sobre las propiedades de estos materiales y su
aplicación satisfactoria en dispositivos56-59. En particular, este trabajo se centra en el estudio del
crecimiento de Arseniuro de Indio sobre sustratos de Arseniuro de Galio (InAs/GaAs).
En la Figura 3.1 se aprecia que el InAs posee un valor de Eg menor que el GaAs, lo cual
puede ser útil para propiciar el confinamiento de electrones, sin mencionar que existe una
diferencia importante entre las constantes de red, estas y algunas otras propiedades de estos
materiales se presentan resumidas en la Tabla 3.1.
Capítulo 3
27
La gran mayoría de los semiconductores compuestos de los grupos III-V, como es el caso
del InAs y GaAs, adoptan la estructura zinc blenda la cual se encuentra esquematizada en la Figura
3.2. Observando el esquema, es posible apreciar que los átomos de Galio conforman la celda cúbica
centrada en las caras (FCC, Face Centered Cubic), y asimismo los átomos de Arsénico forman
otra celda FCC la cual esta desplazada ¼ a lo largo de la diagonal principal, reconocida como la
dirección [1 1 1].
Propiedades/Material GaAs InAs
Estructura Zinc blenda Zinc blenda
Parámetro de red, 𝒂 5.65 Å 6.05 Å
Eg a 300 K 1.424 eV 0.36 eV
Movilidad Electrónica 8.5x103 cm2/Vs 3.3x104 cm2/Vs
Desacople de red: 𝒂𝑰𝒏𝑨𝒔 − 𝒂𝑮𝒂𝑨𝒔
𝒂𝑮𝒂𝑨𝒔
7% 7%
Tabla 3.1 Propiedades del GaAs e InAs.
Empleando la Figura 3.2 podemos definir la unidad de espesor frecuentemente utilizada
en la deposición de capas semiconductoras: ML60. Una ML se define como la cantidad de átomos
necesarios para completar el espesor equivalente a la distancia vertical de átomo a átomo de la
misma especie; así, para el caso del GaAs 1 ML sería la cantidad de átomos necesarios para
completar el espesor de 2.8 Å, es decir la mitad de la constante de red de GaAs. En el caso de
InAs 1 ML ≈ 3.0 Å.
Galio
Arsenico
} 1 ML ~ 2.8 Å
Figura 3.2 Esquema de la estructura zinc blenda del Arseniuro de Galio.
Capítulo 3
28
3.2 Superficies Cristalinas
Las superficies de los cristales han sido divididas en dos categorías según los índices del plano
cristalográfico que las define: bajo índice y alto índice. Como ya se mencionó, estos nombres
provienen de los valores de los índices de orientación, es decir los índices respectivos de Miller,
los cuales son una representación vectorial simbólica de los planos atómicos de una red cristalina.
Las superficies cristalinas de bajo índice son, por ejemplo, familias de los planos {1 0 0},
{1 1 0} y {1 1 1}; estas superficies son caracterizadas por alta simetría y estabilidad energética.
En contraste las superficies de alto índice están caracterizadas por su baja asimetría e inestabilidad
superficial, propiedad especifica que se explota para facetar la superficie en planos de bajo índice.
3.2.1 Estructura Atómica de Superficies
Para entender lo que sucede durante la deposición epitaxial en MBE es necesario tomar en
consideración los enlaces libres, terrazas, canales y en general la morfología de la superficie. Por
lo tanto se debe comenzar describiendo las superficies GaAs de tipo A y B, que difieren entre sí
solo por los átomos superiores, ya sea que terminen preferencialmente en Ga o As,
respectivamente. La Figura 3.3 muestra un modelo de átomos y enlaces de la celda primitiva
bidimensional truncada para (a) GaAs(2 2 1), (c) GaAs(4 1 1), (e) GaAs(6 3 1) y (g) GaAs(7 7 5).
𝒖𝟏 = 2.1𝑎𝐺𝑎𝐴𝑠[1 1 4]
𝒖𝟐=
0.7𝑎𝐺𝑎𝐴𝑠 [1
1 0]
(a)
(e)
[1 1 4] [1 1 0]
[2 2 1]
Capítulo 3
29
Figura 3.3 Modelo de átomos y enlaces de la celda primitiva de las diferentes orientaciones
de GaAs(2 2 1), (4 1 1), (6 3 1) y (7 7 5), (a)-(d) correspondientemente. Las esferas blancas y
negras representan Ga y As, respectivamente. Los {1 1 1} enlaces libres dentro de la celda
están indicados como barras de punta de flecha. (e)-(h) representan la vista transversal de
los planos de GaAs(2 2 1), (4 1 1), (6 3 1) y (7 7 5), respectivamente.
Los vectores primitivos u1 y u2 para cada celda unitaria de las cuatro diferentes
orientaciones se representan en la Figura 3.3 (a)-(d), donde aGaAs se refiere a la constante de red
de GaAs. Para construir la base de la celda del cristal, se tomaron en consideración todos los
átomos que mantienen enlaces libres después de realizar un corte en la estructura zincblenda. Las
cuatro orientaciones estudiadas, la celda primitiva contiene átomos de Ga y As, con el detalle de
𝒖𝟏 = 3.0𝑎𝐺𝑎𝐴𝑠[1 2 2]
𝒖𝟐=
0.7𝑎𝐺𝑎𝐴𝑠 [0
1 1]
(b) (f)
[1 2 2] [0 1 1 ]
[4 1 1]
𝒖𝟏 = 2.2𝑎𝐺𝑎𝐴𝑠[1 2 0]
(c)
[8 19 9] [1 1 3]
[6 3 1]
(g)
𝒖𝟐=
0.7𝑎𝐺𝑎𝐴𝑠 [1
1 0]
(d)
[5 5 14] [1 10]
[7 7 5]
(h)
Capítulo 3
30
que se encuentran a diferente altura, lo que define superficies facetadas como se observa en la
Figura 3.3 (e)-(h).
Un procedimiento simple de conteo electrónico muestra las diferencias entre ambas caras
(A / B) de las 4 superficies, y se sintetiza la información en la Tabla 3.2.
Orientación de
GaAs (2 2 1) (4 1 1) (6 3 1) (7 7 5)
Tipo de superficie A B A B A B A B
Enlaces libres de Ga 3 1 6 2 8 4 6 1
Enlaces libres de As 1 3 2 6 4 8 1 6
Electrones libres 3.5 4.5 7 9 11 13 5.75 8.25
Tabla 3.2 Relación de enlaces y electrones libres de cada superficie.
Se presenta una tendencia en la que los enlaces se distribuyen en una relación 3:1, 3:1, 2:1
y 6:1 para las superficies GaAs(2 2 1), (4 1 1), (6 3 1) y (7 7 5), respectivamente. Donde la
superficie terminada en el átomo preferencial tiene la mayor cantidad de enlaces.
3.3 Sistemas de Baja Dimensionalidad
En semiconductores, los electrones de la banda de conducción se comportan como electrones libres
y pueden ocupar estados energéticos con valores continuos de energía y momento. Sin embargo
este esquema cambia dramáticamente cuando el movimiento de un electrón es restringido en una
o más direcciones, dando como resultado la formación de sistemas de baja dimensionalidad (LDS,
Low Dimensional Systems). El estudio de LDS comenzó desde los años 70 con Esaki y Tsu61,
quienes al desarrollar una estructura periódica alternando diferentes capas con espesor menor que
la trayectoria libre media del electrón (superred) observaron efectos cuánticos. Estos efectos
ocurren cuando los electrones en un material se encuentran restringidos a moverse en una región
muy pequeña del espacio que es comparable a la longitud de onda asociada al electrón.
El estudio de la estructura con restricción del movimiento del electrón en una dirección,
QW. Un QW se puede obtener cuando se coloca una película de un semiconductor entre dos
semiconductores de mayor Eg. En estas heteroestructuras semiconductoras se crea un pozo de
potencial para los electrones, los cuales quedan confinados en el plano bidimensional formado por
Capítulo 3
31
el semiconductor de menor Eg. En este caso no hay transferencia de carga al formar la interfaz y
se adquieren nuevas propiedades ópticas no observadas en los materiales de bulto, tales como la
absorción óptica y un espectro de ganancia característico de la densidad de estados de escalón62.
El confinamiento de los electrones en dos dimensiones ha logrado rutinariamente tomar ventaja de
la posibilidad de cambiar Eg de compuestos semiconductores variando su composición química,
el estudio de heteroestructuras bidimensionales ha sido desarrollado bastante rápido debido al
interés que representan desde el punto de vista de la física básica63 y por sus aplicaciones en
dispositivos electrónicos y optoelectrónicos64,65.
En la década de los años 80, los avances tecnológicos permitieron la creación de sistemas
con restricción del movimiento del electrón en 2 direcciones dando origen a los QWRs, y sistemas
con restricción del movimiento del electrón en las 3 direcciones, creando los QDs. La Figura 3.4
presenta una imagen representativa de los LDS y su densidad de estados.
El término de QDs fue propuesto en 1982 por Arakawa Sakaki66 en particular los QDs
pueden albergar desde ninguno a varios miles de electrones los cuales se repelen y obedecen el
principio de exclusión de Pauli, si los electrones son confinados dentro de un volumen muy
pequeño, sus niveles de energía se cuantizarán, similarmente a los niveles de energía de un
átomo67. Un método usual de hacer estos átomos artificiales es cubrir los alrededores de los QDs
con otro semiconductor de mayor Eg. Los electrones son confinados en el material con Eg pequeña,
Bulto
3 Dimensiones
Pozo Cuántico
2 Dimensiones
Hilo Cuántico
1 Dimensión
Punto Cuántico
0 Dimensiones
Figura 3.4 Densidad de estados en función de la energía para cada dimensionalidad.
Capítulo 3
32
creando niveles de energía discretos. Ha sido demostrado que los niveles de energía discretos son
inversamente proporcionales a las dimensiones de los QDs. Los niveles energéticos discretos
aparecen para dimensiones de 10 nm altura y 40 x 40 nm de base. Dichos QDs entonces tienen
algunos cientos de átomos y son capaces de absorber la luz a longitudes de onda muy específicas
determinadas por los niveles de energía, y no por el valor de Eg del material67.
3.4 Reglas de Selección de Dispersión Raman
Para la interpretación apropiada de los espectros de Raman, se deben considerar las reglas de
selección, que son muy importantes en el estudio de las mediciones dependientes de alto índice y
polarización. La intensidad RS se puede escribir como50,68
𝐼𝑆 ∝ |𝑒𝑖 ∙ ℜ ∙ 𝑒𝑆|2 𝑬𝒄. 𝟑. 1
donde ei y eS son los vectores de polarización de la radiación incidente y dispersa, respectivamente,
y ℜ es el Tensor Raman. Al denotar por d como la componente linealmente independiente del
tensor Raman, Z'= [2 2 1] la dirección del láser polarizado y X'= [-1 1 0], Y'= [-1 -1 4] como los
vectores retrodispersión paralelos y perpendiculares (respectivamente) a las nanoestructuras
alineadas, que se mostrarán más adelante en este trabajo. Los componentes del Tensor Raman son:
𝑅(𝑋′) =1
√2(0 0 𝑑0 0 −𝑑𝑑 −𝑑 0
) 𝑬𝒄. 𝟑. 2
𝑅(𝑌′) =1
√18(
0 4𝑑 −𝑑4𝑑 0 −𝑑−𝑑 −𝑑 0
) 𝑬𝒄. 𝟑. 3
𝑅(𝑍′) = (0 3𝑑 6𝑑3𝑑 0 −6𝑑6𝑑 6𝑑 0
) 𝑬𝒄. 𝟑. 4
De las Ec. 3.1 a la Ec. 3.4 las reglas de selección de Raman se obtuvieron para la geometría
de retrodispersión, que se resumen en la Tabla 3.369. De acuerdo a la tabla, se observó que la
intensidad del fonon TO (ITO) es mayor que la del fonon LO (ILO). Por lo tanto, para RS de GaAs
en configuración Z'(X'X')-Z', mientras más cercana a 8 sea la razón ITO / ILO puede asociarse como
un parámetro cualitativo de buena calidad de cristal de capas planas de GaAs(2 2 1), que pueden
diferir de superficies facetadas, como se mostrará más adelante en el capítulo 4.
Capítulo 3
33
Geometría de
dispersión
Regla de Selección TO/LO
TO LO
Z’(X’,X’)-Z’ 8
9|𝑑𝑇𝑂|
2 1
9|𝑑𝐿𝑂|
2 8
Z’(Y’,Y’)-Z’ 25
81|𝑑𝑇𝑂|
2 8
81|𝑑𝐿𝑂|
2 3.12
Z’(X’,Y’)-Z’ 8
9|𝑑𝑇𝑂|
2 0|𝑑𝐿𝑂|2 -
Tabla 3.3 Reglas de selección para la geometría de retrodispersión Raman en GaAs(2 2 1).
34
4.1 Objetivo
Este trabajo está enfocado en estudiar la síntesis de nanoestructuras autoensambladas de InAs
sobre sustratos de GaAs con orientación cristalográfica de alto y bajo índice mediante la técnica
de MBE. De manera general, en este estudio se investigan las condiciones que beneficien la
formación de nanoestructuras de alta calidad dentro de las variables de los LDS.
Se tiene como meta principal el propiciar el fenómeno de autoorganización durante la
síntesis de QDs debido al facetamiento por la orientación cristalográfica de alto índice. El
propósito es poder fabricar muestras de alta calidad óptica y eléctrica para poder emplear en
dispositivos, principalmente enfocar este estudio hacia la fabricación de celdas solares.
Para cumplir con el objetivo, se inició estudiando el crecimiento de nanoestrcturas de InAs
sobre superficies de GaAs(1 0 0) y (6 3 1)B, realizando un estudio comparativo en función de la
temperatura de deposición. Para poder analizar el efecto de la temperatura en los experimentos,
las muestras fueron caracterizadas in-situ por medio de RHEED, las propiedades morfológicas por
AFM y las propiedades ópticas por PR.
Capítulo 4 Resultados Experimentales
Capítulo 4
35
Tomando en cuenta los resultados, se realizó un nuevo estudio comparativo con otra serie
de muestras ampliando la cantidad de sustratos a GaAs(1 0 0), (2 2 1)A/B, (4 1 1)A/B, (6 3 1)A/B
y (7 7 5)A/B y modificando en esta ocasión la presión de la celda de As durante el crecimiento.
Finalmente las nanoestructuras fueron estudiadas mediante las técnicas AFM y SEM para conocer
las propiedades morfológicas y PL y RS para las propiedades ópticas.
4.2 Metodología
4.2.1 Limpieza del sustrato
Una superficie limpia es un requisito previo importante para el crecimiento de películas epitaxiales
de alta calidad. Las moléculas en la atmósfera pueden contaminar fácilmente una muestra y causar
defectos cristalinos o degradar las características ópticas y eléctricas de las capas epitaxiales. Por
lo tanto, es necesario que el sustrato empleara un tratamiento de limpieza.
Dos series de muestras fueron preparadas para este trabajo, cada una de las series fue
limpiada y estudiada con diferente estructura.
Los sustratos de GaAs semiaislante de la primera serie de muestras fueron sometidos al
siguiente proceso:
I. Inmersión en baño ultrasónico de acetona a 30 °C durante 10 min.
II. Inmersión en baño ultrasónico de alcohol isopropílico a 30 °C durante 10 min.
III. Inmersión en baño ultrasónico de agua desionizada a 30 °C durante 5min.
IV. Secado de la muestra con gas nitrógeno de alta pureza.
V. Las muestra fueron colocadas en un portamuestras de teflón e introducidas en una
solución de H2O (agua, 5ml) +H2SO4 (ácido sulfúrico, 25ml) +H2O2 (peróxido de
hidrogeno, 5ml) durante 2 minutos, agitando suavemente y de manera constante
para obtener un ataque químico uniforme.
VI. Las muestras fueron enjuagada abundantemente con agua fluyente durante 5 min.
VII. Se enjuagaron 3 veces más en baño ultrasónico.
VIII. Finalmente fueron secadas con gas nitrógeno de alta pureza.
Los sustratos de la segunda serie recibieron el siguiente tratamiento:
I. Inmersión en baño ultrasónico de acetona durante 10 min.
Capítulo 4
36
II. Inmersión en baño ultrasónico de agua desionizada durante 5min.
III. Secado de la muestra con gas nitrógeno de alta pureza.
IV. Las muestra fueron colocadas sobre un portamuestras de teflón y se introdujeron en
un vaso de precipitado en una sustancia denominada “Semico Clean” durante 1 hr
para remover óxidos nativos de la superficie.
V. Las muestras se colocaron en baño ultrasónico con agua desionizada por 1 min
(proceso repetido 3 veces).
VI. Finalmente fueron secadas con gas nitrógeno de alta pureza.
Al completar el ataque químico de las muestras, fueron pegadas con indio de alta pureza
en moliblocks (portamuestras de molibdeno). Posteriormente, las muestras se colocaron en la
cámara de introducción de MBE.
4.2.2 Condiciones de Crecimiento
Es necesario controlar los parámetros de crecimiento de las capas epitaxiales, debido a que la
forma, tamaño y propiedades de nanoestructuras 0-dimensionales están fuertemente ligadas a
dichos parámetros. Estas características son de gran importancia, pues en base a ellas es la
determinación de su aplicación en dispositivos optoelectrónicos. Los parámetros de crecimiento
que se emplearon para ambas series de muestras estudiadas se presentan en la Figura 4.1.
Con el propósito de hacer un estudio sistemático de los cambios entre las muestras, en la
primera serie se mantuvo como diferencia primordial la temperatura de deposición de la BL, esto
realizado en secciones de oblea de GaAs con orientación cristalográfica (6 3 1)A. Adicionalmente
para poder realizar un estudio comparativo se creció una heteroestructura similar en la orientación
cristalográfica más simple de todas GaAs(1 0 0). Para la segunda serie se mantuvo como diferencia
primordial la Presión de la celda de As durante el crecimiento, esto realizado en secciones de
obleas de GaAs con orientaciones cristalográficas (2 2 1)A/B, (4 1 1) A/B, (6 3 1)A/B, (7 7 5)A/B
y en GaAs(1 0 0). Los detalles de ambas series de crecimiento (espesor, TH, velocidad de
crecimiento, GR, presión de la celda de As, PAs, temperatura de deposición, Tsus, y sustratos
empleados) se resumen en la Tabla 4.1.
Capítulo 4
37
Una vez concretada la deposición de las capas epitaxiales se retiraron las muestras del
sistema de MBE, los pasos clave durante crecimiento fueron los siguientes:
I. Dentro de la cámara de crecimiento se sometió a la muestra a un proceso de
desorción de óxidos del sustrato a una temperatura de 580C manteniendo un flujo
de arsénico constante sobre la superficie del sustrato con el fin de compensar la
pérdida del mismo.
II. Al término de la deposición de la BL se bajó inmediatamente la temperatura del
sustrato hasta 200 °C.
III. Posteriormente se elevó la temperatura del sustrato a 470 °C gradualmente (sin
pasarse) para realizar al deposición de InAs.
Figura 4.1 Parámetros de crecimiento.
GaAs: TH = 0.5 µm, GR 0.3 µm/hr,
Tsus: 700 °C
Sustratos: GaAs(1 0 0), (2 2 1)A/B,
(4 1 1)A/B, (6 3 1)A/B y (7 7 5)A/B
InAs: TH = 3.3 ML, GR= 0.05 ML/s,
Tsus= 470 °C
GaAs: TH = 50 nm, GR=0.3 µm/hr, Tsus= 420 °C
GaAs: TH = 0.5 µm, GR = 0.3 µm/hr,
Tsus = 580, 610 y 640 °C
Sustratos de GaAs(1 0 0) y (6 3 1)A
InAs: TH = 2.1 y 3.3 ML, GR = 0.05 ML/s
PAs = 3.4 µTorr, TSus= 470 °C
Capítulo 4
38
IV. Una vez concluida la deposición de InAs, se bajó inmediatamente la temperatura
del sustrato hasta 200 °C.
V. (Para el caso de las muestras tapadas de la segunda serie) Se elevó la temperatura
hasta 420 °C y se depositaron 50 nm de GaAs.
Muestra TBL Orientación PAs (mbar) Espesor
M1
580 °C
GaAs(1 0 0)
4.5x10-6
2.1 ML 610 °C
640 °C
M2
580 °C
GaAs(6 3 1)A
3.3 ML
610 °C
640 °C
M3
700 °C
GaAs(1 0 0), (2 2 1)A/B,
(4 1 1)A/B, (6 3 1)A/B y
(7 7 5)A/B
3.0x10-6
M4 4.5x10-6
M5 6.0x10-6
Tabla 4.1 Detalles de los crecimientos.
4.3 Resultados y Discusión
4.3.1 Puntos Cuánticos
La Figura 4.2 muestra imágenes AFM de 0.5 μm x 0.5 μm de las muestras de QDs sobre las
superficies GaAs(1 0 0) y (4 1 1)B depositadas a PAs de 3.0 y 6.0x10-6 mbar. Los incisos (a) y (b)
corresponden para las muestras crecidas sobre sustratos con orientación (1 0 0) y los incisos (c) y
(d) para las superficies sobre (4 1 1)B. Se puede observar una clara diferencia en distribución y
densidad dependiendo de la orientación de la superficie. Esta variación ha sido ampliamente
estudiada, la nucleación QDs es extremadamente dependiente del ordenamiento atómico y está
controlada por la energía superficial de facetas y energía de relajación elástica70.
Observamos de la Figura 4.2, y como se mostrará más adelante con un análisis estadístico,
los QDs tienden a nuclearse en dos tamaños preferenciales también conocidos como distribución
bimodal de tamaño (BSD). La BSD de QDs se ha observado en una variedad de sistemas; p.ej.
Capítulo 4
39
InAs / GaAs71, InAs / InP72, InAs / AlGaAs73 y CdSe74. En general, la nucleación QDs se puede
lograr a través de dos maneras diferentes72:
I. La aparición abrupta de QDs debido a la acumulación de tensión; como se esperaba
en el modo de crecimiento de S-K habitual.
II. La evolución continua del tamaño de QDs formados por defectos superficiales, que
actuaron como centros de nucleación durante las etapas iniciales de la deposición
de capas InAs (vía no-abrupta de nucleación).
Ambas vías de autoensamble aumentan el tamaño de los QDs con el tiempo de deposición,
lo que explica la BSD de los QDs.
Figura 4.2 Imágenes AFM de 0.5 x 0.5μm que muestran la BSD de QDs y su evolución con
la presión As, (a) y (b) corresponden a las muestras crecidas en GaAs(1 0 0) en PAs = 3.0 y
6.0x10-6 mbar respectivamente, (c) y (d) corresponden a las muestras en GaAs(4 1 1)B con
PAs = 3.0 y 6.0x10-6 mbar respectivamente. La escala va de 0 nm (negro) hasta 18 nm (blanco).
Los QDs grandes están relacionados con la vía no-abrupta debido a que su formación
comienza desde el inicio de la deposición de InAs, lo que les permite tener mayores dimensiones;
mientras que los QDs que aparecen con el modo de crecimiento SK tienen un retraso habitual, por
lo que esperan QDs más pequeños. Con el fin de aclarar los tamaños de los QDs debido la BSD,
(a) (b)
(c) (d)
Capítulo 4
40
etiquetamos las islas por su tamaño de la base como S-QDs (QDs pequeños) y L-QDs (QDs
grandes), el criterio de clasificación está basado en el hecho de que los tamaños se dividen en dos
medidas principales. En una primera aproximación, en las imágenes de AFM de ambas
orientaciones, observamos que la densidad de los S-QDs varía drásticamente con el cambio en la
PAs mientras que los L-QDs apenas se ven afectados. Por lo tanto, para una cuantificación de esta
variación en la Figura 4.3 se presenta el análisis de la densidad y el tamaño de la base de los QDs
en función de los tres valores de PAs para ambas superficies.
3.0 3.5 4.0 4.5 5.0 5.5 6.01
10
100
(a)
s411
L s
411
S
QDs Pequeños
QDs Grandes
100
L
100
S
De
nsid
ad (
x1
01
0 p
un
tos/c
m2)
Presión de Arsenico (x10-6 mbar)
3.0 3.5 4.0 4.5 5.0 5.5 6.0
10
20
30
40
50 (b) 411
L 411
S
QDs Pequeños
QDs Grandes
100L 100
S
Tam
año d
e B
ase (
nm
)
Presión de Arsenico (x10-6 mbar)
Figura 4.3 Se presentan gráficos que muestran la evolución de la densidad de QDs (a) y el
tamaño de la base (b) dependiendo del flujo de As. Podemos ver la disminución en la
densidad de QDs y el incremento de tamaño producido por el cambio en el flujo de As
durante el crecimiento.
En los sustratos (4 1 1)B, la densidad de S-QDs (𝜎𝑆411) varía entre ~ 3.4 x1011 puntos/cm2
(crecida con una PAs = 3.0x10-6 mbar, siendo la presión de As más baja utilizada en esta
investigación) a ~ 1.1x1011 puntos/cm2 (con una PAs = 6.0x10-6 mbar, siendo la presión de As más
alta utilizada en esta investigación) mientras que la densidad de los L-QDs (𝜎𝐿411) varía de ~ 2.2 a
~ 3.2x1010 puntos/cm2 en 3.0 y 6.0x10-6 mbar respectivamente. Para las muestras sobre GaAs(1 0
Capítulo 4
41
0) la densidad de S-QDs (𝜎𝑆100) varía de ~ 4.0 a ~ 0.34x1011 puntos/cm2 a 3.0 y 6.0x10-6 mbar
respectivamente. Y finalmente, la densidad de L-QDs (𝜎𝐿100) varía de ~ 4.0 a ~ 3.5x1010 puntos/cm2
en la PAs más baja y más alta, respectivamente. Como se mencionó anteriormente y respaldado por
el análisis en la Figura 4.3 los S-QDs fueron afectados significativamente, reduciendo su densidad
en valores cercanos a un orden de magnitud para las muestras (1 0 0) y menores para las muestras
(4 1 1)B. No obstante, estas variaciones son muy altas en comparación con los cambios observados
en los L-QDs, que modificaron su densidad por una unidad en el mismo orden de magnitud. En
otras palabras, la PAs afecta principalmente los QDs formados a través de la vía S-K. Como se
sabe, la PAs determina la configuración superficial de los ad-átomos, los cuales están directamente
relacionados con la reconstrucción de la superficie (4 1 1)75. El aumento de la PAs propició
minimizar la energía libre superficial (mediante reconstrucciones de la superficie), lo cual afectó
directamente el modo de nucleación de los S-QDs, retrasando la nucleación y, por consiguiente,
afectando la densidad y altura de QDs como se muestra en el histograma de altura (Figura 4.4).
0
150
300
0
150
300
0 2 4 6 8 10 12 14 16 18 200
150
300
H411
L
H411
L
H411
L
H411
S
H411
S
H411
S
(411)B QDs
3.0x10-6 mbar
Ca
ntida
d (
pun
tos)
(411)B QDs
4.5x10-6 mbar
Altura (nm)
(411)B QDs
6.0x10-6 mbar
Figura 4.4 Histograma de altura de QDs crecido en superficie (4 1 1)B a diferentes PAs. Se
muestran los ajustes gaussianos para analizar el comportamiento de la BSD, donde el pico
1 y 2 corresponden a 𝐻𝑆411 y 𝐻𝐿
411, respectivamente. La línea roja representa la tendencia
a disminuir la altura.
Capítulo 4
42
Antes del crecimiento de la capa de InAs, la elevada temperatura de crecimiento de la BL
propició una evaporación no compensada de As que dio como resultado una superficie con
defectos que, como se mencionó anteriormente, actuaron como centros de nucleación. Aunque se
incrementó la PAs, no se compensó en gran medida la evaporación de As, lo que conduce al débil
efecto de la PAs sobre los L-QDs.
Como se señaló anteriormente, el tamaño de la base de los QDs también se vió afectado,
en la Figura 4.3 se muestra la evolución del diámetro promedio de los QDs. En las muestras (1 0
0) se encontró la formación de islas con base más grande con el incremento de la presión As, un
aumento de ~ 8 y ~ 17 nm para S-QDs y L-QDs respectivamente. Para las muestras (4 1 1)B, el
diámetro promedio es casi independiente de las PAs, cuya variación fue de ~ 2 nm. Se ha encontrado
en estudios previos que el coeficiente de adherencia de Ga tiene una relación directa con la PAs, y
que la longitud de difusión de los átomos de In se reduce a medida que aumenta PAs76. Por lo tanto,
el incremento en el flujo de As implica la formación de islas de InAs de gran ancho, en otras
palabras, el aumento de la PAs mejora el crecimiento de QDs más anchos75, como se corrobora con
las imágenes de AFM. No obstante, el incremento fue más considerable en los L-QDs (que se
formaron a través de la vía no-abrupta). Esto se explica con el hecho de que los defectos iniciales,
que estaban en la superficie de GaAs desde el comienzo de la deposición de InAs, propician la
formación temprana de los L-QDs. Estas primeras etapas de formación de QDs influyen en los
átomos incidentes para depositarse en la base de los QDs, apoyados en la peculiaridad de los
átomos para unirse fácilmente en los bordes. Este comportamiento es similar a la influencia
observada en los pliegues, donde los átomos tienden a unirse a los bordes de las terrazas77 en lugar
de a las superficies semiplanas. Esto se debe a que la energía elástica potencial mínima se ubica
en los bordes78. En esos lugares, las moléculas de InAs reducen el desacople de la constante de red
con las superficie de GaAs; por lo tanto, propicia el incremento del tamaño base de los QDs.
En la Figura 4.4 se presenta el histograma de altura de los QDs depositados sobre sustratos
(4 1 1)B. En los párrafos anteriores hemos concluido que la densidad y el diámetro promedio de
los QDs se vio afectado (en mayor o menor medida) según la orientación, la PAs y la vía de
nucleación de QDs (S-K o no-abrupta). Sin embargo, la altura de los QD es un valor crítico que
debe analizarse, porque en la mayoría de los casos, es un parámetro que puede estar directamente
relacionado con las propiedades ópticas de las estructuras. Por lo tanto, a través del análisis de la
altura de QD (en la Figura 4.4), se confirmó BSD en las tres diferentes PAs. Cada histograma de
Capítulo 4
43
altura se ajustó con líneas gaussianas y se etiquetó como 𝐻𝐿411 y 𝐻𝑆
411, siguiendo la notación
anterior de L-QDs y S-QDs.
El efecto de aumentar el flujo de As en cada muestra dio como resultado la reducción de la
altura promedio de ambos tamaños de los QDs. 𝐻𝐿411 cambió de 9.6 a 7.2 nm y 𝐻𝑆
411 de 7.3 a 4.5
nm. Esta disminución de la altura de QDs se explica como un efecto secundario de la reducción
de la longitud de difusión de In mientras aumenta PAs76. Como se observó anteriormente, el tamaño
de la base QD tuvo un ligero incremento ya que la muestra se creó con un mayor flujo de As. Una
vez que las moléculas de InAs llegan a la superficie, hay una mayor probabilidad de que se
adhieran en la base que en la parte superior de los QDs, lo cual explica la reducción en altura y el
incremento en el diámetro promedio de las estructuras.
Aparte de eso, la separación entre los centros de las líneas Gaussianas de los histogramas
de altura permanece constante (~ 2.5 nm); e igualmente el FWMH (~ 2.4 nm para 𝐻𝑆411 y ~ 2.7
nm para 𝐻𝐿411). Este comportamiento sugiere que el efecto BSD es independiente de la variación
de la PAs; esta última solo afecta la densidad, altura y diámetro promedio de los QDs.
La Figura 4.5 muestra los espectros de PL obtenidos a 14 K de los QDs crecidos en los
sustratos (4 1 1)B donde, a primera vista, podemos notar un corrimiento de la emisión hacia el azul
(representado por la línea punteada) mientras aumenta la presión de As. Como resultado del
reducido valor de altura de los QDs, el espectro de PL para cada PAs se ajustó a tres líneas
Gaussianas; las primeras dos líneas están relacionadas con el estado base de las alturas
preferenciales para la BSD observadas en las imágenes de AFM, mientras que el último
corresponde a una pequeña porción de los L-QDs (los obtenidos a través de la vía no-abrupta) que
debido a su tamaño, el primer nivel de energía pudo activarse. No se esperaba ninguna transición
de los S-QDs (formados mediante el modo de crecimiento S-K) porque, como es sabido, mientras
más se reduce la altura de los QDs, los niveles de energía se separan más, por lo tanto, el nivel de
energía puede estar por encima de la barrera de confinamiento, o tan cerca a la parte superior de
la barrera que no es capaz de lograr el confinamiento.
Como mencionamos anteriormente, las alturas de los QD tienden a disminuir al tiempo que
aumentan la PAs (como resultado de la reducción en la longitud de difusión de In), lo que aumenta
el tamaño de la base de los QD. Por lo tanto, en los espectros de PL se esperaba que presentaran
un corrimiento hacia altas energías, y el cual, se atribuye a esta reducción de altura de los QDs. La
emisión cambió de forma diferente para cada transición. Alrededor de 35, 47 y 52 meV para E0 de
Capítulo 4
44
L-QDs, E0 de S-QDs y E1 de L-QDs respectivamente. Esto también se explica con la reducción de
la altura de los QDs, como se mencionó antes, la reducción de la altura de los QDs aumenta la
separación entre los niveles de energía.
1.1 1.2 1.3 1.4
E0 L-QDs
E0 S-QDs
E1 L-QDs
(411)B
QD
s
3.0
x1
0-6 m
bar
(411)B
QD
s
6.0
x1
0-6 m
bar
Inte
nsid
ad
de
PL
(u
. a
rb.)
Energy (eV)
E0 L-QDs
E0 S-QDs
E1 L-QDs
Figura 4.5 Espectros PL a 14 K de las muestras GaAs(4 1 1)B a diferentes presiones de As,
3.0x10-6 mbar arriba y 6.0x10-6 mbar abajo. La línea punteada es una línea de guía para
el ojo que hace más fácil representar el corrimiento hacia mayores energías.
4.3.2 Puntos Cuánticos Alineados
Al termino del crecimiento de la BL, el patrón RHEED observado a lo largo de la dirección [0 -1
1] en la superficie GaAs(1 0 0) mostró la reconstrucción típica 4x, mientras que la superficie
GaAs(6 3 1)A mostró una reconstrucción 2x a lo largo de la dirección [-1 1 3]. Spots tipo chevron
fueron observados en el patrón RHEED para ambas superficies cristalinas después de la deposición
de la capa de InAs. Como es sabido, los chevrones están relacionados con el crecimiento de islas
Capítulo 4
45
facetadas en la superficie, las cuales, se generan durante el proceso de relajación de tensión debido
al desacople entre las capas de InAs y GaAs.
La difracción del haz de electrones RHEED a través de estas islas provee información de
la dinámica de crecimiento 3D, la cual está relacionada con las propiedades de nucleación y
difusión de adátomos. La Figura 4.6 muestra la evolución de la intensidad del spot de difracción
RHEED 002 durante la deposición de la capa de InAs sobre las muestras de GaAs(1 0 0) a lo largo
de la dirección [0 -1 1]. La evolución temporal de la intensidad se encontró muy similar para las
muestras crecidas a diferente TBL. Como se sabe, el incremento repentino de la intensidad del haz
de transmisión RHEED es asociado con la formación de islas o crecimiento 3D en la superficie, y
es indicativo que la relajación de tensión de las heteroestructuras de InAs/GaAs alcanzaron el
espesor crítico (Hc). El análisis de intensidad RHEED en función del tiempo fue propuesto por
Boshker et. al.79 basado en el transporte másico entre capas intermedias, y adaptado del trabajo de
Fleet de la dependencia de la intensidad de rayos-x anti-Bragg con la topografía de la superficie80.
En su trabajo, la difusión de adátomos alcanza un estado de equilibrio 2D, el cual puede ser descrito
por la ecuación
𝐼(𝑡) = ∆𝐼[1 − 𝑒−𝑘𝑚𝑡] 𝑬𝒄. 𝟒. 1
donde t es el tiempo de deposición, ΔI es una medida del transporte másico entre capas intermedias
usado para comprar la rugosidad de las películas y km la constante de cambio, la cual es
proporcional al cuadrado de la longitud de difusión de los adátomos de las superficie rugosa. Por
otro lado, el autoensamble de QDs es igualmente un estado de equilibrio, en el cual el sistema
heteroepitaxial InAs/GaAs tensionado alcanza un mínimo de energía, por medio de la formación
de estructuras 3D y, lo que es más importante, a través de complejos mecanismos de difusión de
adátomos, agregación y nucleación, entre otros81. El impacto en la topografía superficial es
monitoreado experimentalmente a través de la evolución spot de transmisión RHEED contra
tiempo, como aquellas presentadas en la Figura 4.6. Las líneas rojas continuas corresponden a los
ajustes de la ecuación
𝐼(𝑡) = ∆𝐼[1 − 𝑒−𝑘𝑚(𝑡−𝐻𝑐)] 𝑬𝒄. 𝟒. 2
modificada de la ecuación de Fleet (Ec. 4.1). km la constante de cambio también se espera que
represente la difusión de adátomos y rugosidad superficial80 y Hc es el espesor crítico de la
heteroestructura InAs/GaAs. Ajustes satisfactorios de la Ec. 4.2 fueron obtenidos en las curvas de
Capítulo 4
46
intensidad RHEED de la Figura 4.6 en la región cercana a la transición 2D a 3D para las muestras
en la superficie GaAs(1 0 0). Los valores Hc y km están representados en la Figura 4.6.
0.0 0.5 1.0 1.5 2.0 2.5 3.0 3.5
Espesor de InAs (ML)
Hc = 1.5
Hc = 1.5
Hc = 1.5
TBL
=640°C
TBL
=580°C
TBL
=610°C
In
ten
sid
ad
RH
EE
D (
u. a
rb.)
InAs / GaAs(1 0 0) km = 6.01
km = 5.54
km = 5.35
Figura 4.6 Intensidad del spot de difracción RHEED 002 durante el crecimiento de InAs
en GaAs(1 0 0). Las líneas continuas son ajustes de la Ec. 4.2, por medio de la cual se
obtuvieron los valores de Hc y km. Se muestran como inserciones imágenes de AFM al final
de la deposición de InAs para muestras depositadas a TBL = 580 ºC y 640 ºC. La altura de
escala de grises de las imágenes de AFM va de 0 nm (negro) a 20 nm (blanco).
Se encontró que Hc = 1.5 ML independientemente de la TBL, lo cual fue un resultado
esperado puesto que el estatus de tensión en la interfaz está relacionado principalmente con el
desacople de red de InAs/GaAs y no ha sido modificado por un simple cambio de la temperatura
de crecimiento de la BL de GaAs. Por otro lado, imágenes de la morfología superficial medida por
AFM después del crecimiento de InAs sobre GaAs(1 0 0) con TBL de 580 °C y 640 °C se muestran
en pequeños recuadros de la Figura 4.6. Se observó que conforme TBL incrementa, la densidad de
QDs incrementa y la altura de QDs disminuye. Note que km, el cual es proporcional a la difusión
de adátomos en la superficie (λs), disminuyó ligeramente con el incremento de TBL. Como fue
Capítulo 4
47
reportado previamente, la reducción de λs resulta en el incremento de la densidad de QDs, y el
decremento en la altura de los mismos82,83, en completo acuerdo con las observaciones de AFM,
validando así el modelo empleado en la Ec. 4.2 para el crecimiento en GaAs(1 0 0). Los cambios
en el tamaño y distribución de los QDs, son atribuidos a los cambios en la superficie de GaAs
debido a la TBL empleada, antes de la deposición de InAs. La TBL = 580 °C está cercana a los
parámetros óptimos de GaAs, y por consiguiente se esperaban películas más planas comparadas
con las películas depositadas a más alta temperatura. De hecho, las imágenes de AFM de las
muestras crecidas con TBL = 640 °C mostraron un incremento en el “waviness” (ondulación
superficial debajo de los QDs), que consiste en colinas y surcos no muy regulares84, que pudieron
haber reducido λs.
El cambio de la intensidad del spot de difracción RHEED durante el crecimiento en la
superficies cristalina GaAs(6 3 1)A se presenta en la Figura 4.7. No sigue la misma tendencia
observada en el spot de transmisión del InAs depositado sobre las superficies GaAs(1 0 0). Por
ejemplo, el incremento en la intensidad relacionado con la transición de un crecimiento 2D a 3D
se observa no antes de 1.9 ML, indicando un incremento de Hc para las muestras sobre la superficie
(6 3 1)A. Ha sido probado teórica y experimentalmente que el espesor crítico incrementa conforme
la orientación superficial del sustrato se aleja de la orientación GaAs(1 0 0)85-87. El factor principal
que contribuye al retraso observado en Hc de las muestras son:
I. La anisotropía de la superficie antes de la deposición de InAs
II. La reducción de tensión dentro de la isla, la cual depende de la geometría de las
nanoestructuras.
Con referencia a la anisotropía de la superficie de GaAs, ha sido reportado previamente
que el crecimiento homoepitaxial en GaAs(6 3 1)A concluyó en el autoensamble de corrugación
superficial, con ondulación y geometría que pueden ser manipuladas a través de las condiciones
de crecimiento de GaAs. Esto se aprovecha hasta obtener facetas (11 5 2) uniformes en ancho y
largo a lo largo de la dirección [-1 1 3]5. En particular, al incrementar la temperatura de crecimiento
de la capa de GaAs, el ancho lateral promedio del autofacetamiento aumenta, lo cual es atribuido
al incremento de la longitud de difusión de adátomos de Ga a altas temperaturas88-91. La Figura
4.8 muestra las imágenes de AFM después del crecimiento de InAs en las superficies con
orientación GaAs(6 3 1)A. Incluso para la muestra crecida a la más baja TBL (580 °C) se apreció
que los QDs se encuentran levemente alineados a lo largo de [-1 1 3], lo que significa que fueron
Capítulo 4
48
autoalineados. Además, se observó en la Figura 4.8 que debajo de las islas de InAs se conserva la
corrugación después del ensamble de los QDs. El periodo lateral de la corrugación cambia de 30
a 60 nm para las muestras crecidas a 580 °C y 640 °C, respectivamente. Los valores del ancho de
terraza son comparables con los valores observados en el crecimiento de GaAs. Vale la pena
comentar que en el crecimiento en sustratos de alto índice se observa frecuentemente que la
presencia de tensión debido al crecimiento pseudomórfico de las capas de InAs suprime la
corrugación, bajo el argumento de que la tensión superficial en los lados del valle obliga al sistema
a buscar un nuevo mínimo de energía libre92. En este escenario la capa de mojado de InAs restaura
una superficie plana y por lo tanto, la nucleación de los QDs se vuelve estocástica, como es
usualmente observada en orientaciones cristalográficas (1 0 0)92,93. Sin embargo, los resultados
presentados en la Figura 4.8 indican que el sistema tensionado InAs/GaAs puede alcanzar otro
mínimo de energía libre donde la geometría de los QDs de InAs ha sido modificada pero su arreglo
es notoriamente influenciado por la corrugación de la superficie GaAs(6 3 1)A. De igual manera,
ha sido sugerido que la energía de la superficie de InAs es tal que se vuelve nuevamente favorable
el rompimiento de la superficie en planos estables que conducen a una superficie de InAs facetada
y alineada94. Las facetas superficiales de la corrugación observada después de la homoepitaxia en
GaAs(6 3 1)A son planos (11 5 2). Es importante mencionar que usualmente la deposición en
planos estables de baja energía, tales como (11 5 2), procede reteniendo la orientación del plano,
lo cual explica la conservación de las facetas para la muestra crecida a 640 °C incluso cuando
tensión adicional ha sido introducida por la capa de InAs. Extraordinarias similitudes en la
geometría de islas y su arreglo unidimensional fueron reportadas para el crecimiento de QDs de
InAs sobre GaAs(5 3 1), un plano desorientado 4.5° del plano (6 3 1)95. En dicho trabajo, Suzuki
et al. observaron que aunque la deposición de InAs aplana la superficie, los residuos restantes de
grupos de escalones (1 1 0) sirven como áreas de nucleación para el autoensamble de QDs. Cabe
resaltar que los planos (11 5 2) observados en la homoepitaxia en GaAs(6 3 1)A también están
conformados por escalones (1 1 0)5.
Al analizar la corrugación debajo de los QDs de InAs, se notó que, excluyendo la muestra
crecida a TBL = 640 °C, la superficie es ondulada, sugiriendo la formación de un plano singular no
bien definido o escalones superficiales {1 1 0}. La presencia de facetas (1 1 0), discutidas
anteriormente, favorecen la introducción de líneas de dislocaciones con el propósito de disminuir
Capítulo 4
49
la tensión95, contribuyendo a el incremento de Hc del InAs/GaAs inferido el comportamiento
temporal de la intensidad del patrón RHEED en la Figura 4.7.
0.0 0.5 1.0 1.5 2.0 2.5 3.0 3.5
Hc = 1.9
Hc = 2.2
Hc = 2.1
TBL
=640°C
TBL
=580°C
TBL
=610°C
In
ten
sid
ad
RH
EE
D (
u. a
rb.)
Espesor de InAs (ML)
InAs / GaAs(6 3 1)A
km=4.52
km=4.39
km=4.44
Figura 4.7 Intensidad del spot de difracción de los patrones RHEED durante el
crecimiento de InAs en GaAs(6 3 1)A. Los valores de Hc obtenidos a través de las
adaptaciones de la Ec. 4.2 son mayores que los observados para InAs sobre GaAs(1 0 0).
Con respecto al segundo factor que contribuye a la reducción de la tensión y retraso de Hc,
debido a la anisotropía de las propiedades elásticas de los planos de alto índice, el crecimiento de
InAs resulta en la formación de islas cuya geometría (forma, facetamiento y relación de aspecto)
reduce la tensión interna de la isla, lo cual incrementa el retraso de la transición de 2D a 3D96.
Como se sabe, la forma de los QDs crecidos sobre GaAs(1 0 0) varía desde capsulas redondas
hasta pirámides cuadrangulares y por el contrario, el balance energético entre la energía libre
superficial y la energía elástica en el crecimiento sobre el plano frontal en superficies vecinas y
alto índice afectan la forma de las islas. Para las muestras crecidas a TBL = 610 °C y 640 °C se
observó que, aparte de que los QDs se autoorganizaron a lo largo de la dirección [-1 1 3],
Capítulo 4
50
presentaron un forma de tipo punta de flecha. Esta morfología, la cual conduce a la reducción de
la tensión dentro de la isla, ha sido observada en el crecimiento de capas de InAs en planos de
índice no singular78,85,95,97-99. La pérdida de la forma redonda usual o forma simétrica de los puntos,
es relacionada con la anisotropía de la longitud de difusión de los adátomos en estos sustratos de
alto índice y las facetas que limitan la forma de los QDs. Note que las facetas {1 1 0}, {1 0 0}, {2
5 11} y {1 1 1} son las más comunes observadas en los bordes de los QDs de InAs crecidos en
sustratos de alto índice95,97-99, y de igual manera, se espera que algunas de estas facetas sean las
que delimiten la forma de los QDs de este trabajo. El rápido crecimiento de los planos {1 1 1}
explica el alargamiento de los QDs quedando así en forma de punta de flecha98,99. Adicionalmente,
debido a las barreras de potencial presentes por los bordes de los escalones, la anisotropía de la
longitud de difusión se esperaba permitiendo mayor movilidad a lo largo de la dirección [-1 1 3] y
consecuentemente, la coalescencia de los QDs a lo largo de esta misma dirección, como es
observado en las imágenes de AFM de la Figura 4.8. En el crecimiento de InAs en sustratos
desorientados y de alto índice, se observa frecuentemente que la longitud de difusión disminuye
conforme el ancho de la terraza decremento, llevando así a una rápida formación de QDs y
consecuentemente el incremento de la densidad100. Como se explicó anteriormente, en el
crecimiento homoepitaxial de GaAs se observó que con el aumento de TBL incrementaba el ancho
lateral promedio de la terraza; y que el alineamiento de los QDs de InAs en la Figura 4.8 pareció
ocurrir en las terrazas manteniendo la tendencia similar: la separación lateral de las hileras de QDs
incrementa con TBL.
Figura 4.8 Imágenes AFM de las muestras de InAs / GaAs(6 3 1)A para (a) TBL = 580 °C,
(b) TBL = 610 °C y (c) TBL = 640 °C. Se puede apreciar la autoorganización de los QDs a
lo largo de la dirección [-1 1 3]. La altura de escala de grises de las imágenes de AFM va
de 0 nm (negro) a 15 nm (blanco).
(c) (b) (a)
Capítulo 4
51
Este resultado está en acuerdo con el cambio de la densidad de QDs observado por efecto
de TBL, resultado de un cambio directo en λs. Observe que los valores obtenidos para km son
menores para las muestras crecidas sobre GaAs(6 3 1)A en comparación con los valores para las
muestras sobre GaAs(1 0 0). Esto está relacionado con el decremento de λs debido al
desplazamiento finito por la corrugación, aunque los ajustes no son tan buenos puesto que el
modelo empleado en la Ec. 4.2 no incluye la nucleación en superficies facetadas, se obtiene una
buena aproximación.
Por otro parte, antes de alcanzar el espesor critico de InAs, las curvas de intensidad RHEED
para las muestras en GaAs(6 3 1)A disminuyen ligeramente en la etapa inicial del crecimiento
como se muestra en la Figura 4.7 indicando que los átomos incidentes de In son nucleados
siguiendo un modo de crecimiento diferente al Stransky-Kastanov observado para GaAs(1 0
0)85,100. Dado que estamos monitoreando la difracción del spot de transmisión, la pequeña caída
en intensidad en la etapa inicial de crecimiento sugiere que, ciertamente, la tensión inducida por
el InAs aplana la superficie corrugada92,95.
Para la muestra crecida con TBL = 640 °C, después de la deposición de 1.5 ML de InAs la
intensidad RHEED incrementa continuamente antes de alcanzar la transición 2D a 3D del
crecimiento de InAs. Estos cambios son asociados con la difusión y nucleación del InAs cerca de
los bordes de los escalones de la corrugación. Los bordes de los escalones proveen ubicaciones
con un mínimo de energía potencial elástica, ya que en esos lugares el InAs reduce el desacople
de red con el GaAs propiciando la nucleación de los QDs en el borde de las terrazas78, el cual se
vuelve más importante si la superficie de GaAs propicia un mayor orden de corrugación.
Una pregunta que surge de los experimentos es si la corrugación aumenta o disminuye la
tensión en la interfaz. Como se sabe, espectros de PR de QDs de InAs/GaAs muestran FKOs más
allá de la transición del GaAs. Ha sido sugerido que las FKOs originadas de los campos eléctricos
en la interface son causados predominantemente por la polarización inducida por la tensión en la
interfaz del GaAs cerca de los QDs de InAs101. Como los efectos de polarización son usualmente
más prominentes en sustratos de alto índice, el análisis de FKOs sería de gran ayuda para investigar
los efectos de tensión en estos planos cristalográficos. La Figura 4.9 muestra el espectro de PR a
temperatura ambiente de las muestras con TBL = 610 °C para las muestras GaAs(1 0 0) y (6 3 1)A.
La transición banda-banda (BB) (Eg ~ 1.4 eV) fue observada para todas las muestras. Debajo de
Capítulo 4
52
esta transición, se observó la transición de la capa de mojado (2D-InAs)77. Por encima de la
transición GaAs-BB y para las muestras sobre GaAs(6 3 1)A, se observaron FKOs, las cuales están
relacionadas con los campos eléctricos internos en la muestra. La presencia de campos eléctricos
está relacionada con la tensión en la heteroestructura102, y por esta misma razón es fuertemente
dependiente de la morfología de los QDs. Para un análisis cuantitativo de los campos eléctricos
internos, se emplearon los formalismos de campo eléctrico intermedio, presentados en la Secc. 2.6,
empleando las Ec. 2.5 y Ec. 2.8103.
El recuadro en la Figura 4.9 muestra la gráfica de εj contra Fj, en donde se observa una
dependencia lineal entre ambos parametros. Fint está relacionado con la pendiente de dicha recta.
1.3 1.4 1.5 1.6 1.7
2 4 6 8
1.39
1.41
1.43
(BB)
2D-InAs
InAs / GaAs(1 0 0)
(BB)
2D-InAs
R
/R (
u.
arb
.)
Energía (eV)
InAs / GaAs(6 3 1)A
Ajuste Lineal
j (e
V)
Fj
Valores
Experimentales
Figura 4.9 Espectroscopia PR para las muestras depositadas en GaAs(1 0 0) y GaAs(6 3
1)A. Se observan las transiciones banda-banda (BB) y de la capa 2D de InAs. En el caso
de la muestra (6 3 1)A, el recuadro muestra el ajuste lineal utilizado para obtener el campo
eléctrico interno.
Capítulo 4
53
En la Tabla 4.2, se enlista la intensidad de los campos internos de las muestras. Como se
puede observar Fint disminuye conforme TBL aumenta.
Al utilizar Fint se puede obtener una aproximación de la tensión en el plano (ε||) de GaAs
usando la ecuación Pi = e14εkj para el campo piezoeléctrico producido por la tensión biaxial, donde
Pi se refiere a la polarización inducida, e14 la constante piezoelectrica del GaAs y εkj los
componentes de la matriz de deformación104. Los valores obtenidos para ε|| se encuentran
enlistados en la Tabla 4.2. Conservando la misma dependencia de Fint con TBL, ε|| decrementa con
el incremento en orden de corrugación, que a su vez promueve un mecanismo de nucleación
diferente (diferente al modo de crecimiento S-K) como fue discutido y soportado por las gráficas
anteriores.
TBL (°C) Fint x106 (V/m) x10-3 (N/m2)
580 5.32 3.503
610 1.73 1.139
640 1.45 0.955
Tabla 4.2 Campos eléctricos internos y tensión en el plano en función de la temperatura
de crecimiento de la BL para las muestras sobre GaAs(6 3 1)A.
4.3.3 Estructuras 0-D con Alto Orden Unidimensional
Como se sabe, al escoger los parámetros apropiados, las superficies de alto índice se descomponen
en arreglos de escalones microscópicos, lo cual a temperaturas elevadas, conduce a arreglos de
pasos multiatómicos alineados coherentemente de forma recta a lo largo de direcciones
preferenciales105; esto se lleva a través de procesos relacionados con la minimización de energía
libre superficial106. Sin embargo, como es de esperarse, cada superficie se comporta de manera
diferente, por lo tanto los parámetros ideales para propiciar los arreglos de pasos multiatómicos
alineados varían de superficie a superficie. La Figura 4.10 muestra imágenes de AFM (2 µm x 2
µm, orientación (6 3 1)A/B) y SEM (orientación (2 2 1)B y (7 7 5)B) de la capa de InAs crecida a
diferentes PAs sobre los sustratos de GaAs, que muestran un claro ordenamiento unidimensional.
Como fue descrito en la sección experimental de este capítulo (Secc. 4.2.2), la temperatura del
Capítulo 4
54
sustrato fue disminuida previo a la deposición de la capa de InAs, lo que modifica la energía
superficial de las muestras y el estado de la tensión en la interfaz.
Todas las imágenes de la Figura 4.10 presentan una notoria autoorganización
unidimensional de nanoestructuras a lo largo de la dirección [-1 1 3] para las muestras (6 3 1)A/B
y a lo largo de la dirección [-1 1 0] para las muestras (2 2 1)B y (7 7 5)B. Cabe mencionar que, el
tipo de nanoestructuras mostrada en cada superficie difiere en gran medida por lo que es
conveniente explicarlas por separado.
(6 3 1)A (6 3 1)B (2 2 1)B (7 7 5)B
3.0
x10
-6 m
bar
4.5
x10
-6 m
bar
6.0
x1
0-6
mbar
Figura 4.10 Imágenes de AFM (2 µm x 2 µm, muestras de GaAs(6 3 1)A/B) y SEM (muestras
(2 2 1)B y (7 7 5)B) de la capa de InAs depositada a diferentes PAs sobre los sustratos de
GaAs. Como se puede observar, la forma de las nanoestructuras y la textura de la superficie
muestran dependencia clara con PAs. Sin embargo en las 12 muestras se presenta tendencia
al alineamiento, marcadas en las imágenes con una flecha. A lo largo de la dirección [-1 1
3] para las muestras de GaAs(6 3 1)A/B y [-1 1 0] para las muestras GaAs(h h l)B.
(a) (d)
1 µm
(g)
500 nm
(j)
(b) (e)
1 µm
(h)
500 nm
(k)
(c) (f)
1 µm
(i)
500 nm
(l)
Capítulo 4
55
Estudios previos sobre el crecimiento homoepitaxial a temperaturas elevadas y diferentes
PAs de GaAs(6 3 1)A, han mostrado corrugación periódica de escala nanométrica que mantuvo un
alto orden de correlación; indicando que el incremento de la uniformidad se debió al incremento
en la longitud de migración As con el aumento de PAs9. Esos resultados pueden explicar el
autoordenamiento 1D de las nanoestructuras observadas en esta superficie, ya que la corrugación
de GaAs actuó como nanoplantilla para el crecimiento de InAs. Sin embargo, es interesante
observar que la presión a la que se obtuvo un alto orden de corrugación GaAs (ver ref. 9) no
concuerda con el mejor orden superficial de las estructuras InAs 1D observadas en este trabajo.
Esto no fue sorprendente, ya que ambos, la corrugación superficial y la formación de
nanoestructuras a través del modo de crecimiento S-K, son procesos de autoensamble impulsados
por tensión107, y cuando se combinan, aumenta el nivel de complejidad del sistema 1D. Reportes
previos mostraron que la deposición de InAs puede suprimir la corrugación de la superficie de la
BL92, o desestabilizar la superficie y forzar al sistema a encontrar un nuevo mínimo de energía
libre superficial donde la corrugación se mantuvo aunque fue degradada100. El deterioro de la
ondulación de la superficie perjudicará la autoorganización de nanoestructuras. Para sostener la
autoorganización de las nanoestructuras, se ha propuesto el uso de estructuras más elaboradas, por
ejemplo, la introducción de capas tensoras adicionales108. Este mecanismo aumenta el nivel de
complejidad de las heteroestructuras. Nuestro enfoque, por el contrario, era establecer los
parámetros de crecimiento que pueden conducir a una corrugación de superficie ordenada, y
proceder con la autoorganización de las nanoestructuras InAs.
Por otro lado, como se observa en la Figura 4.10, la forma de la nanoestructura y la textura
de la superficie de las muestras dependen de la PAs y cambian drásticamente dependiendo de la
terminación de la superficie de tipo A o B. Los QDs en las muestras (6 3 1) A muestran una forma
de flecha, similar a la observada por Sanguinetti et al. en sustratos (3 1 1)A de alto índice85, y
explicado como resultado de la anisotropía de difusión adátomos y el equilibrio energético entre
la energía libre superficial y la energía elástica109. Al aumentar la PAs se alarga la nanoestructura
tipo flecha de las muestras de tipo A y se promueve la coalescencia por proximidad de los QDs.
Sin embargo, simultáneamente la ondulación de la superficie evoluciona de tal manera que el orden
unidimensional se pierde para PAs = 6.0x10-6 mbar.
Por el contrario, las nanoestructuras InAs crecidas en GaAs(6 3 1)B presentan una forma
redondeada y apenas alargada independientemente de PAs. Se ha visto una forma redonda y
Capítulo 4
56
alargada en el crecimiento de InGaAs en una variedad de sustratos de alto índice GaAs(n 1 1)B110
y las diferencias en las formas de QDs se explicaron como consecuencia del cambio de tensión
superficial y los cambios de energía libre111. En los modelos de termodinámica, se ha argumentado
que al reducir la energía libre de superficial facilita la formación de la isla, pero no describe la
forma, la cual está más relacionada con la longitud de difusión de los adátomos. La textura de las
muestras tipo B también evoluciona con PAs, al contrario de las observaciones en las superficies
tipo A, todas las muestras mostraron ondulación superficial. Obsérvese que en las muestras tipo
B, al aumentar la presión, se modifica la ondulación, disminuyendo su altura ~ 13%, como
resultado las muestras mostraron una nanocorrugación más definida, haciendo más clara el arreglo
1D cuando los QDs se autoensamblan y alinean. Sin embargo, parece que la ondulación no permite
establecer una corrugación de alto orden. Al repasar las imágenes de la superficie (6 3 1)B en la
Figura 4.10, se observa que el mejor orden unidimensional ocurre cuando la ondulación ha
alcanzado su valor mínimo. El papel determinista de la ondulación en el autoensamble de la
corrugación de escala nanometrica se atribuyó al hecho de que cualquier ondulación en la
superficie implica la coexistencia de planos cristalográficos adicionales que conforman dicha
ondulación. En otras palabras, el crecimiento de MBE en GaAs(6 3 1)A/B no procede en el plano
GaAs(6 3 1), sino en aquellos planos que forman la ondulación. Con el fin de obtener un análisis
cuantitativo de las nanoestructuras, en la Figura 4.11, se muestra la distribución estadística de las
alturas de QD en función de PAs.
Como se observa en la Figura 4.10 para las muestras GaAs(6 3 1), los QD crecidos en la
superficie de tipo A tienden a unirse, debido al alargamiento hacia [-1 1 3] de las nanoestructuras.
Sin embargo, la altura de las estructuras apenas se vio afectada quedando cerca de ~ 4 nm. Además,
se encontró que a medida que aumentaba PAs, la densidad de islas disminuía.
Por otro lado, los QDs en la superficie de tipo B presentaron BSD. La cual se ha explicado
anteriormente, en general, la nucleación QDs se puede lograr a través de dos maneras diferentes72,
recordando: (I) la aparición abrupta de QDs debido al crecimiento de S-K y (II) la evolución
continua de defectos que actúan como centros de nucleación durante las etapas iniciales de la
deposición de capas InAs. Aunque se observó la BSD a los diferentes valores de PAs, el cambio en
los flujos afecta la altura de los QDs de InAs crecidos en las superficies tipo B. Al aumentar PAs
de 3.0 a 6.0x10-6 mbar, las alturas de los QD disminuyen, de 7.9 a 6.8 nm para los QDs grandes, y
de 5.7 a 4.6 nm para los pequeños.
Capítulo 4
57
La Figura 4.12 (a) muestra la dependencia de la temperatura de la emisión de PL para la
muestra de superficie de tipo A crecida con PAs de 3.0x10-6 mbar con potencia de excitación de 20
mW. A baja temperatura, los espectros mostraron una emisión de doble línea, que evoluciona a un
solo pico mientras aumenta la temperatura. Por lo tanto, a baja temperatura, los espectros PL se
ajustaron en dos picos gaussianos, que fueron etiquetados como E0 (1.22 eV) y E1 (1.35 eV) en los
espectros PL de 14 K. A baja temperatura, E1 y E0 exhiben intensidades comparables. A medida
que aumenta la temperatura, la intensidad de E1 decae rápidamente y se desvanece a ~ 80 K.
Debido al aumento de la temperatura, los portadores localizados en el estado excitado E1 podrían
haberse transferido térmicamente a la capa de mojado y/o a la barrera GaAs112,113, que explica la
extinción de E1 con el aumento de la temperatura. La energía del pico E0 disminuye rápidamente
después de 80 K de manera similar al comportamiento observado para la transición en Eg del InAs
en bulto114. La dependencia de la temperatura de estas transiciones se relaciona principalmente con
la expansión térmica que induce cambios en el potencial periódico visto por el electrón, la
1 2 3 4 5 6 7 8 90
10
20
30
40
2 4 6 8 10 12 140
20
40
60
80
100
1 2 3 4 5 6 7 8 90
10
20
30
40
2 4 6 8 10 12 140
20
40
60
80
100
1 2 3 4 5 6 7 8 90
10
20
30
40
2 4 6 8 10 12 140
20
40
60
80
100
GaA
s(6
3 1
)A
6.0
x10
-6m
bar
GaA
s(6
3 1
)A
4.5
x10
-6m
bar
GaA
s(6
3 1
)A
3.0
x10
-6m
bar
GaA
s(6
3 1
)B
3.0
x10
-6m
bar
(f)(c)
(e)(b)
(d)
X1
X1
X1
(a)
X2
X2
X2
Ca
ntid
ad
(p
un
tos)
GaA
s(6
3 1
)B
4.5
x10
-6m
bar
GaA
s(6
3 1
)B
6.0
x10
-6m
bar
Altura (nm)
Figura 4.11 Gráficas de la distribución estadística de alturas. Los incisos (a)-(c) representan
la superficie tipo A con los valores de PAs 3.0, 4.5 y 6.0×10-6 mbar, respectivamente. Los
incisos (d)-(f) son para la superficie tipo B con el mismo orden de PAs.
Capítulo 4
58
estructura de la banda cambia, y la brecha de la banda de energía disminuye al aumentar la
temperatura112.
La Figura 4.12 (b) muestra los espectros PL de 14 K en los diferentes valores de PAs (de
arriba hacia abajo, 3.0, 4.5 y 6.0x10-6 mbar). Debido a la coalescencia de los QD observados en
las imágenes AFM (presentadas en la Figura 4.10), puede conducir a la formación de grandes islas
sin confinamiento de electrones y distribución aleatoria en el tamaño de base de los QDs de InAs
en la superficie, por lo tanto, se esperaban espectros débiles de PL para las muestras crecidas a 4.5
y 6.0x10-6 mbar. Por tal motivo, la potencia de excitación se aumentó a 80 mW para observar la
emisión de 14 K PL de esas muestras. Se observaron transiciones débiles en los espectros de PL
de las muestras crecidas a 4.5 y 6.0x10-6 mbar. Se realizó ajuste gaussiano y, aunque débil, se
obtuvieron dos líneas cercanas a E0 y E1. La razón por la cual las dos transiciones están presentes
se atribuyó al efecto de llenado de estados; a baja temperatura, el estado fundamental se satura y
1.0 1.1 1.2 1.3 1.4
E1
E0
(a)x5
x2
14K
24K
55K
69K
82K
99K
133K
163K
Inte
nsid
ad d
e P
L (
u. arb
.)
Energía (eV)
1.0 1.1 1.2 1.3 1.4
E0 E
1
E1
3.0x10-6mbar
(b)
E0
4.5x10-6mbar
Inte
nsid
ad
de
PL
(u
. a
rb.)
6.0x10-6mbar
Energía (eV)
E0
E1
Figura 4.12 (a) Dependencia de la temperatura con la emisión de PL de las muestras
InAs/GaAs(6 3 1)A crecidas a PAs de 3.0x10-6 mbar con potencia de excitación de 20 mW.
(b) Espectros de PL a los diferentes valores de PAs 3.0, 4.5 y 6.0x10-6 mbar con potencia de
excitación de 80 mW.
Capítulo 4
59
los estados excitados de QD emergen ligeramente. Las transiciones aparecen en la misma posición
porque la altura QD prácticamente no cambió con PAs (permaneciendo en ~ 4 nm) de acuerdo con
las estadísticas de la Figura 4.11.
La Figura 4.13 (a) muestra la dependencia de la temperatura de la emisión de PL para las
muestras de InAs / GaAs crecidas en sustratos con orientados (6 3 1) tipo B a PAs de 3.0x10-6 mbar
y tomadas con potencia de excitación de 20 mW. Todos los espectros mostraron una forma de
línea asimétrica que se ensancha hacia la energía alta, que se puede ajustar mediante el empleo de
dos picos gaussianos. En contraste con las muestras de superficie de tipo A, en cuyos espectros
una de las transiciones desaparece después de aumentar la temperatura, ambas transiciones de
muestras de superficie de tipo B se mantuvieron a todas las temperaturas; además, la separación
de la diferencia de energía entre los picos se conservó (~ 30 meV). Debido a este comportamiento,
se definió que las líneas deconvolucionadas fueran etiquetadas como EX1 y EX2 en la Figura 4.13,
y que corresponden a transiciones de los dos tamaños preferenciales de QDs representados en la
BSD de la Figura 4.11.
1.0 1.1 1.2 1.3
EX2
EX1
(a)x15
x5
x2
14K
24K
55K
69K
82K
99K
133K
163K
192K
223K
Inte
sid
ad
de
PL
(u
. a
rb.)
Energía (eV)
EX2
EX1
1.0 1.1 1.2 1.3
EX1
EX1
EX1
(b)
EX2
EX2
EX2
3.0x10-6mbar
4.5x10-6mbar
Inte
nsid
ad
de
PL
(u
. a
rb.)
6.0x10-6mbar
Energía (eV)
Figura 4.13 (a) Dependencia de la temperatura con la emisión de PL de las muestras
InAs/GaAs(6 3 1)B crecidas a PAs de 3.0x10-6 mbar con potencia de excitación de 20 mW.
(b) Espectros de PL a los diferentes valores de PAs 3.0, 4.5 y 6.0x10-6 mbar con potencia de
excitación de 80 mW.
Capítulo 4
60
A medida que aumenta la temperatura de la muestra, las líneas de los espectros de PL se
desplazan hacia el rojo, como se esperaba. Por encima de 50 K, los espectros evolucionan y la
intensidad de EX1 disminuye, mientras que la de EX2 aumenta hasta que esta última domina los
espectros. Es posible que a altas temperaturas, los portadores puedan ser transferidos térmicamente
desde los QDs pequeños a los QDs grandes con estados de energía localizada relativamente
bajos113. El aumento de la temperatura hace que la energía térmica del portador en los estados base
de los QD pequeños se vuelva similar a la energía de unión del excitón. Por lo tanto, el excitón
puede disociarse y suministrar portadores libres a la capa de mojado y a la barrera GaAs, y luego
permitir la relajación en un QD diferente. Esta transferencia de portadores favorece a los QDs con
una mayor energía de enlace, y por lo tanto, una energía de emisión más baja. Consecuentemente,
al aumentar la temperatura, tiene lugar la redistribución de los portadores, y para altas
temperaturas, la mayoría de los portadores se encuentran en los estados base de los puntos más
grandes115. El comportamiento de los espectros de PL en función de la temperatura de las muestras
de superficie de tipo B crecidas a 4.5 y 6.0x10-6 mbar fue muy similar al de 3.0x10-6 mbar. Esto se
atribuyó a la ligera variación de la forma QD con la presión. La Figura 4.13 (b) muestra los
espectros PL de 14 K en los diferentes valores de PAs para las heteroestructuras de InAs / GaAs(6
3 1) B. A medida que aumenta PAs, los picos EX1 y EX2 se desplazan hacia energías más altas, lo
que se relacionó con la reducción en la altura QD observada en la estadística de la Figura 4.11.
Como se observa en las imágenes AFM (Figura 4.10), el tamaño y la forma de los QD varían con
el tipo de superficie, y por lo tanto se puede esperar una energía de emisión diferente de acuerdo
con las observaciones presentadas en este trabajo y con dicho comportamiento exhibido en el
crecimiento en otros HIS, a pesar de algunos otros factores como la segregación de In y los efectos
piezoeléctricos111.
La Figura 4.10 muestra imágenes de SEM de las muestras crecidas sobre las superficies
(2 2 1)B y (7 7 5)B. Se observan estructuras similares a QDs alargados (llamados QDHs) en la
superficie para PAs = 3.0x10-6 mbar. A medida que incrementan la PAs, se pueden apreciar
nanoestructuras 1D muy uniformes alineadas a lo largo de [-1 1 0] en la superficie para ambas
orientaciones cristalográficas. De manera general se puede observar que el comportamiento de
estas superficies es extremadamente similar. Esto se debe a que al ser superficies de la familia (h
h l) presentan arreglos atómicos superficiales casi equivalentes, una breve explicación de las
Capítulo 4
61
superficies se presentó en la Secc. 3.2.1. Para ambas superficies, la longitud de estas estructuras
alargadas, L, aumenta considerablemente y el ancho promedio, W, disminuye. Esta información
se encuentra sintetizada en la Tabla 4.3.
La superficie corrugada más uniforme se obtuvo para PAs = 4.5x10-6 mbar para ambas
superficies. Se pudo obtener un análisis cuantitativo del orden de la superficie 1D a través de un
análisis de la función de autocorrelación (ACF) de las imágenes SEM. Los perfiles de ACF se
muestran como inserciones en la Figura 4.14.
GaAs(2 2 1)B GaAs(7 7 5)B
PAs
(mbar) Altura Ancho Largo Altura Ancho Largo
3.0x10-6 5 nm 45 nm 0.5 µm 6 nm 42 nm 0.2 µm
4.5x10-6 3 nm 35 nm 0.75 µm 3 nm 35 nm 0.8 µm
6.0x10-6 2 nm 30 nm 2 µm 2.5 nm 30 nm 1.5 µm
Tabla 4.3 Información cuantitativa de las dimensiones de las nanoestructuras crecidas
en las superficies GaAs(2 2 1)B y (7 7 5)B para los distintos valores de PAs.
La longitud de correlación lateral, definida como la distancia horizontal de la función de
autocorrelación del área que tiene el decaimiento más rápido al 37%, proporciona una medición
directa de la uniformidad lateral de la corrugación superficial y tiene una relevancia significativa
cuando la superficie presenta una textura periódica85,109. Los valores de ξ tomados
perpendicularmente a la corrugación superficial de la muestra se presentan en las inserciones.
Como se puede observar, su valor mínimo se encuentra a la PAs de 4.5x10-6 mbar, lo que indica
que la uniformidad lateral de las matrices de superficie 1D es máxima. El autoensamblaje
espontáneo de facetas en planos de alto índice que, por ejemplo, forma la ondulación superficial,
está impulsado por factores termodinámicos y cinéticos110,111. El primero, la termodinámica, como
se discute en111, está impulsado principalmente por interacciones anisótropas elásticas que están
particularmente empleadas en los HIS. Por ejemplo, la energía libre superficial, F, de una
superficie facetada por unidad de área proyectada es F = Efacetas + Ebordes + Eelástica. El primer
término, la energía libre de las facetas, está relacionado con la configuración atómica de la
superficie y la estructura de unión que, en particular para los sustratos de alto índice, da como
Capítulo 4
62
resultado facetas estables de gran área71. El segundo término, la energía de los bordes, está
relacionada con la curvatura de capilaridad. Con el objetivo de calcular Eedges en la revisión sobre
la formación espontánea de estructuras de escala nanométrica ordenadas periódicamente en
superficies de cristal propuestas por Shchukin111, se considera la situación ideal donde la
corrugación es simétrica.
Figura 4.14 Imágenes SEM de las superficies de InAs/GaAs(2 2 1)B crecidas con PAs de
(a) 3.0, (b) 4.5 y (c) 6.0x10-6 mbar. Se observan QDHs a lo largo de la dirección [-1 1 0].
Los perfiles de ACF fueron tomados perpendicularmente a la ondulación de la superficie
de la muestra y se muestran como las gráficas insertadas.
En ese modelo, solo es necesario considerar un ángulo para definir el ápice de corrugación.
Sin embargo, se ha demostrado experimentalmente que después de la aparición de los planos
estables que forman un lado de la corrugación, el otro plano que lo completa, no es simétrico. Por
lo tanto, se requiere un ángulo adicional para describir completamente Eedges. El tercer término, la
energía elástica, relaciona una función de la deformación para una determinada configuración de
la superficie y explica la particular simetría del tensor τij, la anisotropía elástica del cristal y otros
efectos. Con respecto a los factores cinéticos inherentes al proceso de crecimiento no
desequilibrado, se sabe que son de gran importancia durante la deposición por MBE. El
crecimiento por la técnica de MBE está controlado por cinéticas particulares de difusión y
nucleación que dependen de este hecho como nanoplantillas en HIS, la influencia de fuerte
anisotropía de difusión superficial, la aparición de barreras de difusión Ehrlich-Schwoebel o
agrupamiento escalonado se usa generalmente para explicar los mecanismos de formación de
ondulaciones1-3,11,54.
1 µm
(a)
1 µm
(b)
1 µm
(c)
0.3 0.4 0.5 0.6 0.7
=7.4x10-3
Z (n
m2)
Posición (m)
0.3 0.4 0.5 0.6 0.7
=4.4x10-3
Z (n
m2)
Posición (m)
0.3 0.4 0.5 0.6 0.7
Z (n
m2)
=5.7x10-3
Posición (m)
Capítulo 4
63
Sin embargo, en técnicas de crecimiento y/o deposición, mediante la manipulación de los
parámetros de crecimiento y el medio ambiente se puede lograr cierto grado de control sobre el
proceso de nucleación, control que puede ser parcialmente satisfecho por MBE, la relación entre
la termodinámica de la superficie capa epitaxial y la cinética de los adatomos en la superficie puede
reducirse. Por ejemplo, como se explicó anteriormente, la configuración de átomos y enlaces de
superficie, que por ejemplo puede manejarse eligiendo la orientación apropiada de sustratos de
índice alto, gobierna la mayor parte de la termodinámica, que está presente durante todo el proceso
de crecimiento (es decir, generalmente el proceso de crecimiento MBE se realiza a temperatura
fija del sustrato). En este escenario, los efectos de la cinética de la superficie no equilibrada se
agregan mientras se produce el crecimiento. La cinética se puede ajustar mediante los parámetros
de crecimiento apropiados elegidos relacionados con la migración, difusión y nucleación de los
datos de superficie. En este caso, por ejemplo, se aumentó la razón entre los flujos del haz
molecular As / Ga. El aumento en la migración de la superficie de los adatomos mediante la
disminución de la tasa de flujo As / Ga se observa con frecuencia. En el caso de sustratos de alto
índice, el aumento espontáneo de la longitud de migración de los adatomos en la superficie a lo
largo de una dirección preferencial relacionada con la naturaleza anisotrópica del sustrato,
promueve la formación de arreglos altamente ordenados116. Dado que la cantidad depositada de
InAs es baja, 3.3 ML, el orden de las nanoestructuras 1D o QDHs debe haber ocurrido en una
superficie ya corrugada, es decir, en un BL de GaAs facetada. Además, estos resultados indican
que, a pesar de la tensión impuesta por el InAs, la corrugación de la superficie BL no se desvanece,
por el contrario, actúa como nanoplantilla que puede utilizarse con éxito para la síntesis de QDHs.
Para las muestras crecidas sobre la orientación (2 2 1)B se obtuvieron espectros de RS, los
cuales se muestran en la Figura 4.15 (a) y (b) para la configuración de polarización Z'(X'X')-Z' y
Z'(Y'Y')-Z'. Todos los espectros mostraron dos modos de resonancia principales ubicados cerca de
262 y 287 cm-1 relacionados con TO GaAs-like y LO GaAs-like, respectivamente. Para ambas
configuraciones, la intensidad del modo TO, ITO, es mayor que la intensidad del modo LO, ILO.
Además, al tomar la relación de intensidades τ = ITO / ILO, se encuentra que esto es más grande
para Z'(X'X')-Z' que para Z'(Y'Y')-Z', que es consistente con las reglas de selección de Raman
descritas en la Secc. 3.4. Sin embargo, difieren ligeramente de los valores encontrados para los
espectros Raman de un sustrato GaAs(2 2 1). Vale la pena comentar que en una cantidad de
artículos, con frecuencia τ se determina experimentalmente con la RS tanto para el sustrato como
Capítulo 4
64
para las capas epitaxiales, y la desviación entre estos dos valores (sustrato y capas epitaxiales) se
toma como una característica de mérito para evaluar la calidad cristalina de las películas. Como se
observa en la Figura 4.15, τ no muestra cambios significativos conforme PAs varía para las dos
configuraciones de Raman. τ alcanza su valor más alto (14) para la muestra crecida con PAs =
4.5x10-6 mbar, que corresponde a la muestra que mantiene el mejor orden del arreglo 1D de InAs.
Además de la calidad del cristal, se puede obtener más información a través del cambio en los
espectros RS, por ejemplo el corrimiento en los modos vibracionales, que está relacionado con el
estrés de la interfaz en la heteroestructura. El arreglo 1D de InAs, que resulta después de su
deposición en las nanoplantillas de la superficie de GaAs, implica importantes consecuencias en
la distribución del estrés. Por ejemplo, la distribución de deformación que se encuentra después
del autoensamble de QDs de InAs en sustratos singulares, a pesar de que se ha informado algún
grado de anisotropía en la forma (islas ligeramente alargadas), puede considerarse isótropica para
estos sistemas 0-dimensionales, en comparación con los sistemas 1D explorados en este trabajo.
Por otro lado, en el crecimiento epitaxial de QDs en sustratos de alto índice, se encuentra que la
forma de las nanoestructuras autoensambladas se rige por la estructura atómica de la superficie del
sustrato, que determina la distribución de deformación en los QDs. El escenario para el
autoensamble de QDH es un poco más complicado.
Como se discutió anteriormente sobre el crecimiento de MBE en sustratos de alto índice,
se sabe que la superficie se rompe en planos estables que formarán el arreglo 1D de las facetas
antes del crecimiento InAs. Las diversas facetas cristalinas se originan a través de un mecanismo
de minimización de la energía libre de superficie, manteniendo la relación entre la forma del cristal
y las energías libres de superficie expresadas en términos rigurosos por la construcción de Wulff117.
Por lo tanto, la epitaxia de InAs sobre superficies estables de alto índice nos permite el crecimiento
cristalino sin riesgo de que se produzca un nuevo facetamiento durante la deposición, y por lo tanto
la formación de la capas de mojado de InAs con geometría de tiras es altamente probable. InAs /
GaAs exhibe un desajuste de red de aproximadamente 7%, lo que genera tensiones mecánicas de
compresión en la capa de InAs y tensión de tracción en la capa de GaAs cerca de la interfaz de la
heteroestructura. Pero la tensión elástica de largo orden se ve afectada por la anisotropía en la
geometría propia de la tira o franja del InAs depositado, lo que sugiere que la tensión será diferente
a lo largo de la dirección perpendicular a los QDHs X = [1 1 0], en comparación con Y = [1 1 4],
dirección paralela a los QDHs. Con el propósito de estudiar esto, se extrajeron mediante ajustes de
Capítulo 4
65
línea Lorentzianos los desplazamientos en longitud de onda de los picos en los espectros de la
Figura 4.15.
220 240 260 280 300 320 340
LO
GaAs-like
Z(XX)-Z
3.0x10-6 mbar
4.5x10-6 mbar
6.0x10-6 mbar
Inte
nsid
ad R
am
an
(u
. a
rb.)
Número de Onda (cm-1)
TO
GaAs-like
(a)
220 240 260 280 300 320 340
LO
GaAs-like
Z(YY)-Z
3.0x10-6 mbar
Inte
nsid
ad R
am
an
(u
. a
rb.)
Número de Onda (cm-1)
4.5x10-6 mbar
6.0x10-6 mbar
TO
GaAs-like
(b)
Figura 4.15 Espectros Raman de las muestras InAs/GaAs(2 2 1)B tomados en las
configuraciones (a) Z(XX)-Z y (b)Z(YY)-Z. Los espectros fueron desplazados verticalmente
para clarificar el comportamiento con el cambio de PAs.
La RS polarizada del sustrato de GaAs(2 2 1) se tomó con fines de comparación eligiendo
X e Y como se describió previamente, y para el cual no se esperan efectos de tensión ni
confinamiento. En la Figura 4.16, se representan gráficamente los modos LO y TO determinados
después de los ajustes Lorentzianos de los espectros de las muestras y la gráfica de inserción
muestra la diferencia de desplazamiento entre el sustrato y las muestras con capas epitaxiales, Δω
= Δ(ωsubs - ωfilm).
Los dos modos TO y LO de GaAs presentan cambios de número de onda, siendo más
importantes para los modos LO, independientemente de la configuración RS y de PAs. En general
se supone que el desplazamiento de longitud de onda Δω es la suma de dos contribuciones: debido
al efecto de la tensión y al confinamiento ωc. El efecto de confinamiento causa un corrimiento de
número de onda de los modos ópticos fononicos hacia el rojo (ωc < 0), pero la tensión de
Capítulo 4
66
compresión induce un desplazamiento hacia el azul (ωc > 0)118-121. Estos dos efectos, tensión y
confinamiento, deben considerarse en el análisis de nuestras muestras.
De acuerdo con el análisis de ACF de las imágenes SEM, Figura 4.14, la muestra crecida
con PAs = 4.5x10-6 mbar presenta el arreglo más uniforme de los QDHs de InAs, la cual asimismo
mostró un ancho más estrecho, y en consecuencia se pueden esperar más efectos de confinamiento,
lo que conduce a desplazamientos hacia el rojo de longitud de onda. Por el contrario, pueden
esperarse efectos de confinamiento del InAs poco importantes para la muestra crecida a la presión
más baja. Sin embargo, no pudieron resolverse claramente modos de InAs en nuestros espectros.
Con respecto a la tensión, se ha reportado que bajo tensión de compresión uniaxial, los cambios
de longitud de onda son diferentes para los modos transversal y longitudinal118, lo cual se corrobora
3 4 5 6261.6
262.0
262.4
262.8
285.6
286.0
286.4
286.8
287.2
3 4 5 61.4
1.6
1.8
2.0
3.8
4.0
4.2
4.4
(
sub-
film
) (c
m-1)
Presion de As
(x10-6 mbar)
XXTO
YYTO
De
sp
laza
mie
nto
Ra
ma
n (
cm
-1)
Presión de As (x10-6mbar)
XXLO
YYLO
Figura 4.16 Frecuencia de los modos de resonancia Raman en función de PAs. La gráfica
insertada muestra los cambios de frecuencia relativos al sustrato, medidos con las mismas
configuraciones que las muestras.
Capítulo 4
67
en el recuadro de la Figura 4.16 para ambas configuraciones de Raman. Los modos LO se
desplazan aproximadamente 4 cm-1, mientras que los modos TO solo 1.7 cm-1.
Como es sabido, los desplazamientos de pico de Raman son lineales con el esfuerzo σ122-
124, es decir Δω = aσ y Δω = bσ para el modo LO- y TO-, respectivamente. Los parámetros a y b
dependen de las constantes fotónicas y elásticas. Observamos que la relación a/b es muy similar a
la reportada por Puech et al. para un plano no singular de GaAs tensado uniaxialmente122. De
acuerdo con esto, se esperan valores de tensión de tracción del orden de 3.0x10-3. Dado que el
autoensamble unidimensional a lo largo de la formación de las nanoplantillas es un fenómeno
impulsado por tensión, se puede pensar que la superficie corrugada más uniforme de GaAs ha
alcanzado el valor de tensión más bajo, punto en el que se han formado los planos estables. Las
franjas de InAs depositadas por encima de los planos son largas y tienen un ancho uniforme y
finito, lo que sugiere poco estrés, en comparación con las películas InAs que cubren grandes áreas
debido al componente de deformación de largo orden durante los fenómenos de autoensamble.
Esto está de acuerdo con la Figura 4.16, donde la muestra que presenta el mejor orden de
corrugación 1D (PAs = 4.5x10-6 mbar) exhibe el desplazamiento más pequeño de los modos de
resonancia de GaAs, relacionado con el esfuerzo de tracción de GaAs cerca de la interfaz de la
heteroestructura.
68
Se han analizado los efectos que tienen los parámetros de crecimiento en la morfología y
propiedades ópticas de nanoestructuras de InAs sintetizadas sobre superficies de GaAs de alto
índice por la técnica de epitaxia de haces moleculares. Resumiremos los resultados y
contribuciones del presente trabajo de tesis en dos secciones: 1) los cambios introducidos por la
temperatura de la capa amortiguadora TBL y 2) aquellos que resultaron de la variación de la presión
equivalente del haz molecular de arsénico PAs.
1. Resultados por cambios en TBL. Las propiedades de la superficie de la capa buffer de
GaAs tiene importantes consecuencias en la nucleación de QDs de InAs, tales como
La difusión de los adátomos es dependiente de TBL propiciando cambios en la
morfología y densidad de los QDs de InAs/GaAs(1 0 0). En contraste, el cambio de
TBL en los sustratos anisotrópicos GaAs(6 3 1)A cambia notablemente la morfología
de la superficie antes de la llegada de InAs, y como resultado su nucleación.
Aun cuando el aplanamiento superficial de GaAs puede haber ocurrido después de
la deposición de InAs, la formación de terrazas en la superficie depende de TBL, lo
que indica que el estado de la superficie de GaAs tiene un efecto importante en la
autoorganización de las nanoestructuras.
Conclusiones
Conclusiones
69
Propusimos un modelo para estudiar la cinética del crecimiento durante el
autoensamble de las nanoestructuras. Los ajustes son muy satisfactorios; existe gran
concordancia entre los parámetros obtenidos mediante los ajustes a los patrones
RHEED y las observaciones de AFM.
Mediante PR se calcularon los campos eléctricos internos relacionados con la
tensión en la interfaz InAs/GaAs(6 3 1)A. La corrugación superficial de escala
nanométrica de BL reduce ε|| ya que se ha inducido otro mecanismo de nucleación
de QDs.
2. Resultados por cambios en PAs:
La posibilidad de controlar los parámetros de crecimiento en MBE de InAs sobre
GaAs, permite sintetizar nanoestructuras semiconductores de alta uniformidad,
método que no ha sido demostrado por ninguna otra técnica de deposición.
Se presentó un análisis del autoensamble y la autoorganización 1D de
nanoestructuras de InAs en HIS de GaAs(2 2 1)B, (7 7 5)B y (6 3 1)A/B.
Se observó BSD, se mencionó la evolución de los QDs a través de dos vías y su
relación con la apariencia y configuración de los parámetros determinada por PAs.
El cambio de la PAs sobre el coeficiente de pegado de Ga y en la longitud de difusión
del In se ve reflejado en la evolución de los QDs.
La morfología de los QDs es fuertemente dependiente del tipo de superficie,
GaAs(6 3 1)A/B. En GaAs(6 3 1)A, aumentar PAs afectó principalmente la textura
de la superficie, favoreciendo la difusión de los adátomos a lo largo de [-1 1 3],
promoviendo matrices 1D de QDs. Los QDs en muestras de tipo B mostraron
formas alargadas, distribución de tamaño bimodal y una disminución en la altura a
medida que aumenta la presión similar a lo observado en las muestras (4 1 1).
Con respecto a las propiedades ópticas, las muestras sobre las superficies de GaAs(4
1 1)B y (6 3 1)B, con el incremento de PAs se observa un corrimiento hacia el azul
que se relacionó con la reducción de altura de QDs, como se corroboró con AFM.
ξ es inversamente proporcional a la uniformidad 1D. La muestra sobre GaAs(2 2
1)B crecida a PAs = 4.5x10-6 mbar presenta la mayor uniformidad, en este punto, los
modos de fonón de los espectros Raman polarizados mostraron pequeños
desplazamientos hacia el rojo, lo que sugiere tensión de tracción en GaAs.
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